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Tese apresentada à Pró-Reitoria de Pós-Graduação e Pesquisa do Instituto
Tecnológico de Aeronáutica, como parte dos requisitos para obtenção do título
de Mestre em Ciências no Programa de Pós-Graduação em Física, na Área de
Física Atômica e Molecular.
Kenya Aparecida Alves
CARACTERIZAÇÃO DE FOTODETECTORES DE
INFRAVERMELHO A POÇOS QUÂNTICOS
Tese aprovada em sua versão final pelos abaixo assinados:
Prof. Dr. Celso Massaki Hirata
Pró-Reitor de Pós-Graduação e Pesquisa
Campo Montenegro
São José dos Campos, SP – Brasil
2009
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II
Dados Internacionais de Catalogação-na-Publicação (CIP)
Divisão de Informação e Documentação
Alves, Kenya Aparecida
Caracterização de fotodetectores de infravermelho a poços quânticos.
São José dos Campos, 2009.
Número de folhas no formato 156 f.
Tese de mestrado – Curso de Física e área de Física Atômica e Molecular – Instituto Tecnológico de
Aeronáutica, 2009. Orientador: Dr. Gustavo Soares Vieira.
1. Detector infravermelho. 2. Poços quânticos. 3. Caracterização. I. Comando Geral de Tecnologia
Aeroespacial. Instituto Tecnológico de Aeronáutica. Divisão de Ensino Fundamental.
II. Título: Caracterização de fotodetectores de infravermelho a poços quânticos.
REFERÊNCIA BIBLIOGRÁFICA
ALVES, Kenya Aparecida. Caracterização de fotodetectores de infravermelho a poços
quânticos. 2009. 156 f. Tese de Mestrado – Instituto Tecnológico de Aeronáutica, São José
dos Campos.
CESSÃO DE DIREITOS
NOME DO AUTOR: Kenya Aparecida Alves
TÍTULO DO TRABALHO: Caracterização de fotodetectores de infravermelho a poços quânticos.
TIPO DO TRABALHO/ANO: Tese de mestrado / 2009.
É concedida ao Instituto Tecnológico de Aeronáutica permissão para reproduzir cópias desta
tese e para emprestar ou vender cópias somente para propósitos acadêmicos e científicos. O
autor reserva outros direitos de publicação e nenhuma parte desta tese pode ser reproduzida
sem a sua autorização (do autor).
___________________________
Kenya Aparecida Alves
Rua Padre José Dias, nº 704 - Centro
33350-000 - São José da Lapa – MG – Brasil
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III
CARACTERIZAÇÃO DE FOTODETECTORES DE INFRAVERMELHO
A POÇOS QUÂNTICOS.
Kenya Aparecida Alves
Composição da Banca Examinadora:
Prof. Dr. Lara Kühl Teles Presidente – (ITA/CTA)
Prof. Dr. Gustavo Soares Vieira Orientador – (IEAv/CTA)
Prof. Dr. Nicolau André Silveira Rodrigues Membro Interno – (IEAv/CTA)
Prof. Dr. Paulo Mostisuke Membro Externo – (INPE)
ITA
IV
Dedicatória
Dedico esse trabalho a minha mãe Luzia (in memorian) que me ensinou a acreditar e lutar
para realizar meus sonhos, ao pai Sebastião, que em um momento de perda superou as
dificuldades e demonstrou força para me apoiar e incentivar na busca de novas realizações e
a minha querida e amada irmã Elanza, que sempre me apoiou e se privou da minha
companhia, concedendo-me a oportunidade de me realizar ainda mais.
Simplesmente amo vocês.
V
Agradecimento
Primeiramente, agradeço a Jesus Cristo, o autor e salvador da minha vida, por ter me dado
este presente.
Ao meu orientador Prof. Dr. Gustavo Soares, pelos ensinamentos, pela paciência que teve
nesses dois anos de convivência e pela oportunidade.
Ao Instituto de Estudos Avançados (IEAv), ao Instituto Tecnológico de Aeronáutica (ITA) e
ao Instituto de Pesquisas Espaciais (INPE) pelo apoio técnico para realização do presente
trabalho. Em particular ao pesquisador Ruy.
Aos professores do Departamento de Física, em especial aos professores Jayr e Marinho.
Aos funcionários do Departamento de Física, da Secretária de Pós-Graduação e da Biblioteca
do ITA.
Aos meus colegas e amigos do Departamento de Física do ITA e IEAv Lívia, Márcio
Eduardo, Fabrício, Sérgio, Leôncio, Renata, Marcelo, Sheyse.
Aos meus amigos: Jaziel, pelas horas dedicada a nossa amizade; Fernanda, pela confiança e
confidencias; Ronaldo, pelo exemplo de tranqüilidade e fé; Carlinha, pelo exemplo de fibra e
conselhos; Emmanuela, pela presença em momentos chaves, pela confiança e (des)controle;
Juliana, pelo incentivo e paciência de me ouvir. A amizade de vocês foi primordial para que
eu conseguisse chegar a esse ponto.
Agradeço em especial, a minha querida família, meu pai e minha irmã, que mesmo distante
sempre esteve presente e perto nestes momentos.
Em especial agradeço ao Márcio pelo amor demonstrado, apoio, incentivo e todo o carinho e
cuidado dedicados a mim.
Aos amigos que ficaram em Minas Gerais e torceram pelo sucesso do meu trabalho durante
esses dois anos.
VI
À CAPES e ao Ministério da Defesa, pela bolsa concedida, dentro do programa Pró-Defesa, e
à FINEP pelo apoio financeiro às atividades de pesquisa
VII
“Valeu a pena? Tudo vale a pena
Se a alma não é pequena.”
(Fernando Pessoa)
VIII
Resumo
Este trabalho apresenta a caracterização eletro-óptica de fotodetectores para o infravermelho
operando nas janelas atmosféricas de ondas médias e longas. Utilizou-se sensores QWIP
(Quantum Well Infrared Photodetector) baseados em estruturas semicondutoras de poços
quânticos múltiplos de GaAs/AlGaAs e InGaAs/AlInAs, utilizando transições intrabanda. As
estruturas semicondutoras foram crescidas pela técnica de Epitaxia de Fase Vapor de
compostos Metalorgânicos (MOVPE). As amostras foram medidas na geometria de guia de
onda com incidência da radiação a 45º pela borda do substrato. Os dispositivos foram
caracterizados quanto sua corrente de escuro e responsividade a 77K. A responsividade foi
determinada por dois métodos: usando um simulador de corpo negro como padrão de fonte
luminosa e por comparação com um detector comercial de resposta conhecida. A
responsividade de ambos os detectores foi determinada como uma função da tensão aplicada.
O QWIP de Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs apresenta um pico de resposta em torno de λ
p
= 9,1 µm e o
QWIP de In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As um pico de resposta em torno λ
p
= 4,1 µm.
IX
Abstract
This work presents electro-optical characterization of infrared photodetector operation in the
mid-wave infrared (MWIR) and in the long-wave infrared (LWIR). The detectors measured
were QWIPs (Quantum Well Infrared Photodetectors) made of AlGaAs/GaAs and
AlInAs/InGaAs. These are infrared detectors based on intersubband transitions. The
semiconductor structures were grown by Metalorganic Vapour Phase Epitaxy (MOVPE). The
samples were measured in a waveguide geometry with 45
0
incident radiation through the
substrate edge. The devices were characterized for their dark current and responsivity at 77K.
The responsivity was determined by two methods: using a cavity black body simulator as a
standard light source and by comparison with a detector of known responsivity. The
responsivity of both detectors were determined as function of the applied bias. The QWIP of
GaAs/Al
0,27
Ga
0,73
As obtained a peak response at λ
p
= 9,1 µm and the QWIP of
In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As a peak response at λ
p
= 4,1 µm.
X
Lista de Figuras
Figura 2.1 - Ilustração do espectro eletromagnético com ênfase na região do infravermelho. 29
Figura 2.2 – Classificação dos detectores infravermelho (IR). ................................................31
Figura 2.3 – Ilustração de termodetectores (a) piroelétrico (b) termopilha (c) bolômetro.......32
Figura 2.4 - Esquema ilustrativo de um detector fotoemissivo................................................34
Figura 2.5 – Esquema ilustrativo de funcionamento de um detector fotovoltaico...................34
Figura 2.6 – Diagrama de energia representando o processo de absorção no fotodiodo. ........35
Figura 2.7 – Esquema de operação de um fotocondutor. .........................................................35
Figura 2.8 – Diagrama de banda de energia de um fotocondutor intrínseco............................36
Figura 2.9 – Diagrama de bandas de energia esquemático de um poço quântico. A absorção
intrabanda pode ocorrer entre os níveis de energia de um poço quântico associados com a
banda de condução quando a dopagem é do tipo n (E
1
→E
2
) ou de valência (H
1
→H
2
) quando a
dopagem é do tipo p. ................................................................................................................37
Figura 2.10 – (a) Crescimento de uma heteroestrutura de MQW de AlGaAs/GaAs. (b)
Diagrama de energia da banda de condução da estrutura de QWIP de MQW AlGaAs/GaAs
apresentado o processo de fotocorrente.
...................................................................................39
Figura 2.11 - Câmeras QWIP comercializadas. .......................................................................41
Figura 2.12 – (a) Rosto de uma pessoa com câncer de pele no nariz, a ponta do nariz está mais
quente do que os tecidos vizinhos devido à angiogênese de um câncer de pele; (b) Rosto de
uma pessoa que não tem câncer de pele no nariz, normalmente o nariz e as orelhas são mais
frios em relação às outras partes da face.
.................................................................................43
Figura 2.13 – (a) Imagem no visível de um tumor cerebral. (b) Imagem no infravermelho
discriminando os tecidos saudáveis dos mortos. ......................................................................44
Figura 2.14 – Variação de temperatura nas mãos e nos cotovelos de um paciente com
hanseníase detectado por uma câmera de QWIP.
.....................................................................44
Figura 2.15 - Comparação entre duas imagens de uma área incendiada, feitas à noite, uma
com uma câmera CCD no visível de alta sensibilidade (a) e outra feita com uma câmera
QWIP no infravermelho distante (b).
.......................................................................................45
Figura 2.16 - Comparação das imagens do Vulcão Kilauea, no Havaí, uma feita com uma
câmera CCD no visível de alta sensibilidade (a) e outra com câmera de QWIP no
infravermelho distante.
.............................................................................................................46
Figura 2.17 - Imagem do míssil Delta II obtida por uma câmera QWIP durante o lançamento.
..................................................................................................................................................47
Figura 2.18 - Espectro de radiação de corpo negro para varias temperatura............................48
Figura 2.19 - O espectro do ruído 1/f de uma FPA de QWIP de 256 x 256 pixels em 8 – 9
µm.(1 ADU = 430 elétrons). O gráfico mostra claramente que os QWIPs apresentam um ruído
1/f desprezível abaixo de 30 mHz, portanto, os QWIP podem ser usados em instrumentação
onde o tempo de interação seja maior. Isso causa um aumentando na capacidade de frame.
..49
XI
Figura 2.20 - Comparação de imagens no infravermelho próximo (NWIR) da Nebulosa de
Órion (a) Imagem feita com uma câmera planetária do Telescópio Hubble. (b) imagem feita
com uma QWICPIC com imageamento de 8,5 µm (LWIR) no foco principal do Telescópio
Hale. Neste caso é possível notar regiões de maior aquecimento da estrela.
...........................50
Figura 3.1 – Emitância espectral no semi-hemisférico com simetria circular..........................53
Figura 3.2 – Emitância Espectral radiante de um corpo negro em função do comprimento de
onda para várias temperaturas (a) e (b) emitância espectral radiante em escala logarítmica.
..54
Figura 3.3 –Emitância Espectral M(T,λ) de um corpo negro a diferentes temperatura
demonstrando a Lei de Deslocamento de Wien.
......................................................................55
Figura 3.4 - Emitância entre 3-5 µm e 8-10 µm em função da temperatura.............................57
Figura 3.5 – Transferência de fluxo..........................................................................................58
Figura 3.6 – Corpo representado as três interações possíveis de ocorrer: a absorção, a reflexão
e a transmissão.
.........................................................................................................................60
Figura 3.7 - Representação de uma cavidade de corpo negro ..................................................63
Figura 3.8 - Emitância radiante espectral dos três tipos de fontes de radiação........................64
Figura 3.9 – Emissividade espectral em função do comprimento de onda das três fontes de
radiação.
....................................................................................................................................65
Figura 3.10 – Espectro de Transmissão no Infravermelho da Atmosfera. ...............................66
Fonte: Adaptada de Hudson, p. 115 [1]....................................................................................66
Figura 3.11 - Confinamento das heteroestruturas em relação à dimensionalidade, (a) o
semicondutor volumétrico - 3D, (b) um poço quântico – 2D, (c) o fio quântico – 1D e (d) o
ponto-quântico – 0D e as respectivas densidades de estados que portadores de carga podem
apresentar.
.................................................................................................................................70
Figura 3.12 – Representação do gap de energia e constante de rede de vários semicondutores
volumétricos a uma temperatura de 4,2 K................................................................................71
Figura 3.13 – Esquema de acoplamento de luz para estruturas QWIP de GaAs/AlGaAs: (a) a
luz incidente é normal a uma face polida com um ângulo de 45
o
em relação aos poços
quânticos. (b) uma grade de difração usada para refletir a luz vinda através do substrato.
.....73
Figura 3.14 – Diagrama de bandas de condução para um QWIP B-B que mostra a
fotocondutividade produzida pela transição intrabanda e o tunelamento para fora do poço.
..76
Figura 3.15 - Diagrama de bandas de condução para um QWIP B-C, mostrando a
fotoexcitação e o processo de transporte de elétrons quentes. .................................................77
Figura 3.16 – Comparação da corrente de escuro de dois QWIPs XIR, um B-C e outro B-Q,
em função da polarização em T = 45K. Pode-se observar a significativa redução da corrente
de escuro para o detector com transição para o estado quase ligado.
.......................................79
Figura 3.17 - Diagrama de bandas de condução em um QWIP de banda larga sob a aplicação
de um campo elétrico externo...................................................................................................80
Figura 3.19 – Parâmetros e diagrama de banda de condução de um QWIP BM-BM..............82
Figura 3.20 – Diagrama da banda de condução de uma estrutura BC-CM..............................83
Figura 3.21– Diagrama da banda de condução da estrutura de QWIP B-M. ...........................84
Figura 3.22 – Diagrama da banda de condução para estruturas de QWIP B-M de passo........84
XII
Figura 3.23 – Geometria do detector sob a incidência de radiação infravermelha. .................85
Figura 3.24 – Representação dos mecanismos de geração de fotocorrente..............................89
Figura 3.25 - Três mecanismos de geração da corrente de escuro em um fotodetector QW: (1)
tunelamento do estado fundamental, (2) tunelamento assistido termicamente e (3) emissão
termiônica.
................................................................................................................................94
Figura 3.26 –Esquema representando as estruturas de múltiplos poços quânticos sem tensão
de polarização (a) e quando aplicada a tensão de polarização (b).
...........................................94
Figura 4.1 – Estrutura de processamento das amostras..........................................................102
Figura 4.2 – Estrutura semicondutoras crescidas no LabSem (a) AMOSTRA I de QWIP de
MQW Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs e (b) AMOSTRA II de QWIP de MQW
In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As. ...................................................................................................102
Figura 4.3 – Demonstração do encapsulamento realizado na amostra de QWIP...................103
Figura 4.4 – Esquema de conexões da Amostra I e identificação dos dispositivos
caracterizados.
........................................................................................................................104
Figura 4.5 – Amostra II de In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As fixa no suporte................................104
Figura 4.6 – Esquema das conexões da Amostra II e identificação do dispositivo
caracterizado.
..........................................................................................................................105
Figura 4.7 – Caixa metálica para blindagem da radiação infravermelha de fundo nas Amostras
de QWIP.
................................................................................................................................106
Figura 4.8 – Montagem experimental de um sistema de caracterização elétrica de corrente por
tensão (IxV) em laboratório do IEAv.
....................................................................................106
Figura 4.10 - Ilustração da lâmina reticulada de um modulador mecânico............................109
Figura 4.11 – Laboratório de Sensores do INPE usado para medidas de responsividade dos
fotodetectores.
........................................................................................................................111
Figura 4.12 – Diagrama em blocos do arranjo experimental utilizado em laboratório para
medidas de responsividade espectral.
.....................................................................................114
Figura 4.13 – Laboratório de LaRaC do IEAv para medidas de responsividade espectral dos
fotodetectores.
........................................................................................................................115
Figura 4.14 – (a) Curva Típica do espectro de irradiação de um corpo negro a 1050K, de um
Globar Oriel M-6363 com 0,1 cm
2
de área, para uma distância de 0,5 m e (b) emissividade de
um Globar Oriel M-6363. . (dados traduzidos do Manual) para alimentação da lâmpada com
potência máxima.
....................................................................................................................115
Figura 4.15 – Interface do programa de controle dos equipamentos para medidas de
responsividade espectral, em LabView.
.................................................................................117
Figura 4.16 –Criostato de nitrogênio liquido com janela de BaF
2
. ........................................118
Figura 4.17 – Criostato refrigerado por nitrogênio líquido com janela de ZnSe....................119
Figura 4.18 – Espectro de transmissão na região do infravermelho para a janela de BaF
2
medido por FTIR no INPE.
....................................................................................................119
Figura 4.19 – Espectro de transmissão na região do infravermelho para a janela de ZnSe de 3
mm de espessura medido por FTIR no INPE.
........................................................................120
Figura 4.20 – Gráfico da medida de corrente de escuro nos três dispositivos da Amostra I em
XIII
função da tensão de polarização.
............................................................................................122
Figura 4.21 – Densidade de corrente de escuro da mesa A da Amostra I em função da tensão
de polarização, demonstrando a assimetria das curvas.
..........................................................123
Figura 4.22 – Gráfico da medida de corrente de escuro em função da tensão de polarização do
dispositivo da Amostra II, In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As. ........................................................124
Figura 4.23 - Densidade de corrente de escuro da amostra II em função da tensão de
polarização, demonstrando a simetria das curvas.
..................................................................125
Figura 4.24 – Gráfico da tensão de saída do detector de referência J15D16 em função da
abertura do corpo negro com os dados medidos no aparato do Laboratório de Sensores do
INPE e o fornecido pelo fabricante
........................................................................................126
Figura 4.25 – Gráfico da Umidade Relativa do ar em função do tempo................................127
Figura 4.26 – Fotocorrente da mesa A da Amostra I em função da distância (d) com purga.128
Figura 4.27 – Gráfico de I
s
d
2
da mesa A da Amostra I em função da distância (d) com purga
................................................................................................................................................129
Figura 4.28 –Fotocorrente da mesa A da Amostra I em função da distância (d) sem purga..130
Figura 4.29 - ln (I
p
d
2
) da mesa A da Amostra I em função da distancia (d) sem purga.........132
Figura 4.30 - Espectro de Resposta Relativa da Amostra I com tensão de polarização de - 6,0
V e -5,0 V, obtido por FTIR na PUC-Rio.
.............................................................................133
Figura 4.31 – Espectro da Resposta Relativa a 1,0 V da amostra II obtido por FTIR na PUC-
Rio.
.........................................................................................................................................134
Figura 4.32 – Pico de Responsividade em função da tensão de polarização da amostra I (a)
para a mesa A (b) mesa B e (c) mesa C.
.................................................................................137
Figura 4.33 – Pico de Responsividade da Amotra I em função da tensão de polarização. ....139
Figura 4.34 – Gráfico do Pico da Responsividade da Amostra II em função da tensão de
polarização e para três valores distintos de abertura do corpo negro.....................................141
Figura 4.35 – Curva de resposta do detector obtida no LaRaC – IEAv com purga e sem purga.
................................................................................................................................................143
Figura 4.36 – Função de Transferência do monocromador em função do comprimento de
onda.
.......................................................................................................................................144
Figura 4.37 – Espectro da Densidade de Potência em função do comprimento de onda obtido
através do detector de referência.
...........................................................................................145
Figura 4.38 - Espectro de fotocorrente para uma tensão de polarização negativa. ................146
Figura 4.39 - Espectro de fotocorrente para uma tensão de polarização positiva. .................146
Figura 4.40 – Gráfico do Responsividade Espectral da Amostra II para uma tensão de
polarização negativa.
..............................................................................................................148
Figura 4.41 – Gráfico do Responsividade Espectral da Amostra II para uma tensão de
polarização positiva................................................................................................................148
Figura 4.42 – Gráfico do Pico de Responsividade calculado usando dois métodos distintos.
................................................................................................................................................150
XIV
XV
Lista de Tabelas
Tabela 2.1 - Classificação da faixa do infravermelho. .............................................................30
Tabela 2.2 - Classificação da radiação infravermelha adotada. ...............................................30
Tabela 4.1 – Valores do fator de transferência F
m
do modulador mecânico para um valor
especifico de χ.
.......................................................................................................................110
Tabela 4.2 – Valores do fator de transferência F
m
do modulador mecânico para um valor de
abertura do corpo negro (CN).
................................................................................................110
Tabela 4.3 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de 0,6
polegadas.
...............................................................................................................................135
Tabela 4.4 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de 0,4
polegadas.
...............................................................................................................................135
Tabela 4.5 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de 0,2
polegadas.
...............................................................................................................................136
Tabela 4.6 – Pico de Responsividade da Amostra I. ..............................................................138
Tabela 4.7 – Pico de Responsividade da Amostra II para várias tensões de polarização e
abertura do corpo negro.
.........................................................................................................140
Tabela 4.8 – Valor do pico de Responsividade da Amostra II para várias tensões de
polarização
..............................................................................................................................142
Tabela 4.9 – Pico de Responsividade obtido usando os dois métodos descritos....................149
XVI
Lista de Símbolos
E
g
– energia do gap
h – constante de Planck
c – velocidade da luz
λ – comprimento de onda
υ – freqüência
ћ – constante reduzida de Planck
m
*
- massa efetiva
L
w
– largura do poço quântico
n – número inteiro
T - temperatura
L(λ,T) – radiância espectral
L
e
(λ,T) – radiância espectral, parâmetro da radiometria
L
q
(λ,T) – radiância espectral, parâmetro da quântica
k – constante de Boltzmann
M
θ
(T,λ) – emitância espectral em um cone de meio ângulo (θ)
M(λ,T) – emitância espectral radiante
M(T) – emitância radiante total do corpo negro
σ – constante de Stefan-Boltzmann
A
d
– área do detector
A
s
– área da fonte
d – distância do detector a fonte de radiação
Φ – fluxo radiante
Ω – ângulo sólido
θ
d
– ângulo do detector com a normal a superfície
XVII
θ
s
– ângulo da fonte de radiação com a normal a superficie
ω
d
– ângulo sólido da fonte de radiação sobre o detector
I
0
(λ) – intensidade da radiação incidente
I
r
(λ) – intensidade da radiação refletida
r(λ) – refletância
I
a
(λ) – intensidade da radiação absorvida pelo material
a(λ) – absortância
I
t
(λ) – intensidade da radiação transmitida
x – espessura do material
α(λ) – coeficiente de absorção óptico
I
t
(λ) – intensidade da radiação transmitida
T(λ) - transmitância
ε(λ) – emissividade espectral
()
λ
CN
M - emitância radiante de um corpo negro
λ
DB
– comprimento de onda de De Broglie
p – momento dos portadores de carga
g(E) – densidade de estados
)(r
r
Ψ
- função de onda
)(rV
r
- potencial elétrico
)(z
n
ϕ
- função de onda na direção z
),( yx
ψ
- função de onda na direção x-y
k
r
- vetor de onda no plano x-y
A - constante de normalização da função de onda no plano x-y
L – espessura do detector
Φ
s
– fluxo óptico incidente sobre a superfície do fotodetector
XVIII
)(zΦ
- intensidade do fluxo penetrante no detector
G(z) – taxa de geração de cargas fotoexcitadas por unidade de volume
P(z) – densidade de cargas fotogeradas
τ – tempo de vida de recombinação dos elétrons
P
- densidade média dos fotoelétrons
η - eficiência quântica total
q – carga elétrica
I
p
– fotocorrente total
υ - velocidade de deriva das cargas fotoexcitadas
υ
e
– velocidade de deriva dos elétrons
e – carga elétrica do elétron
g - ganho fotocondutivo
P
c
– probabilidade de captura do poço quântico
N – número de poços quânticos na estrutura de Múltiplos Poços Quânticos
i
p
– fotocorrente emitida por um único poço quântico
η
w
- eficiência quântica de um único poço quântico
α
p
- pico do coeficiente de absorção
∆λ/λ - largura da banda de absorção
N
D
- densidade de dopagem no poço
Φ
e
(λ) - potência de radiação espectral incidente no detector
V
s
– sinal de tensão
I
s
– sinal de corrente
P
s
– potência óptica incidente
R – responsividade
I
D
(V) – corrente de escuro
XIX
n*(V) - número efetivo de elétrons termicamente excitado
I
n
- corrente de ruído
D – detectividade
∆f - largura de banda de ruído (freqüência)
D
*
- detectividade normalizada
H – densidade de potencia de radiação incidente
I
j
– corrente de ruído Johnson
ℜ
- resistência do detector
τ
d
- intervalo de tempo da medida
I
GR
– corrente de ruído de geração-recombinação (G-R)
g
n
- ganho do ruído
i
nb
– ruído de corrente de fundo
i
nd
– ruído da corrente de escuro
Φ
b
- potência de radiação incidente de fundo
κ - fator de correção de polarização
I
b
– corrente de fundo detectada
F
m
- fator de transferência do modulador mecânico
A
s
- área de abertura da cavidade do corpo negro
T
J
- fator de transmissão da janela óptica do criostato
d - distância entre a abertura do corpo negro e o detector
θ
a
- ângulo de abertura do corpo negro
θ
t
- ângulo de abertura da retícula do chopper
D
a
– diâmetro da abertura do corpo negro
D
c
– diâmetro da abertura do chopper
R(λ)– responsividade espectral
XX
s(λ) – espectro de resposta normalizado
0
p
R
- pico de responsividade do detector
α(λ) – coeficiente de extinção
XXI
Sumário
Dedicatória ...............................................................................................................................IV
Agradecimento .......................................................................................................................... V
Resumo.................................................................................................................................. VIII
Abstract.....................................................................................................................................IX
Lista de Figuras ......................................................................................................................... X
Lista de Tabelas...................................................................................................................... XV
Lista de Símbolos ..................................................................................................................XVI
Sumário..................................................................................................................................XXI
1.Introdução..................................................................................................................23
2.Radiação Infravermelha e Detectores........................................................................27
2.1.Histórico dos detectores de infravermelho .........................................................27
2.2.Subdivisão do Infravermelho..............................................................................29
2.3.Detector de Radiação Infravermelha..................................................................31
2.4.Aplicações de Detectores de Infravermelho.......................................................39
3.Base Teórica ..............................................................................................................51
3.1.Radiação de Corpo Negro e Transferência de Fluxo..........................................51
3.1.1.Leis da Radiação..........................................................................................51
3.1.2.Alguns conceitos físicos..............................................................................59
3.1.3.Transmissão Atmosférica ............................................................................65
3.1.4.Fontes artificiais de Radiação Infravermelha..............................................66
3.2.Fotodetectores de Infravermelho a Poços Quânticos .........................................68
3.2.1.Desenvolvimento Histórico dos QWIP .......................................................68
3.2.2.Heteroestruturas...........................................................................................69
XXII
3.2.3.Confinamento Quântico...............................................................................69
3.2.4.Breve Descrição das Transições Intersubbanda (ISBT)..............................72
3.2.5.Tipos de QWIPs ..........................................................................................75
3.2.6.Figuras de Mérito ........................................................................................84
3.2.6.1.Ganho de Fotocondutividade e Fotocorrente........................................85
3.2.6.2.Espectro de absorção ............................................................................91
3.2.6.3.Responsividade.....................................................................................91
3.2.7.Corrente de Escuro ......................................................................................93
3.2.8.Detectividade...............................................................................................95
4.Procedimento Experimental ....................................................................................101
4.1.Descrição das Amostras....................................................................................101
4.2.Caracterização do sistema QWIP .....................................................................105
4.2.1.Caracterização Corrente de Escuro (IxV) ..................................................105
4.2.2.Caracterização da Responsividade ............................................................107
4.2.2.1. Responsividade Integral .....................................................................107
4.2.2.2. Responsividade Espectral...................................................................113
4.3.Resultados e Discussões...................................................................................121
4.3.1.Caracterização IxV.....................................................................................121
4.3.2.Caracterização da Responsividade ............................................................125
5.Conclusões e Trabalhos Futuros..............................................................................152
Referência Bibliográfica.........................................................................................................153
23
1. Introdução
Métodos para detecção de radiação infravermelha têm sido investigados há mais de
200 anos, desde que o astrônomo William Herschel descobriu, em 1800, o que hoje é
chamado de radiação infravermelha do espectro [1].
Um objeto à temperatura ambiente irradia a maior parte de sua energia na faixa do
infravermelho e, portanto, a observação de objetos e atividades terrestres sem reflexão de luz,
a radiação infravermelha é um dos mais importantes aspectos a serem monitorados [2].
Os detectores de infravermelho (IR) são componentes chaves em dispositivos usados, por
exemplo, no sensoriamento remoto, em diagnósticos na medicina, no monitoramento
ambiental, em segurança do tráfego aéreo e em sistemas de comunicações no espaço livre. O
uso de detectores de infravermelho em aplicações militares também é importantíssimo e o uso
desses detectores está presente em equipamentos para visão noturna, guiamento de mísseis e
localização de minas dentre outros [1].
Atualmente no Brasil, existe um grande interesse pelo domínio da tecnologia de
desenvolvimento de detectores de infravermelho para o uso em aplicações civis e militares
sujeitas a rígidas restrições de importação.
Comercialmente existem dois tipos distintos de detectores, os térmicos e os
fotodetectores. Os detectores térmicos operam convertendo radiação infravermelha em calor,
que produz o aumento da temperatura do material do detector, induzindo alguma mudança nas
propriedades que possa ser medida. Nos fotodetectores, os fótons absorvidos geram cargas
fotoexcitadas passíveis de serem medidas diretamente [1], [3].
A fotocondutividade de um semicondutor é um ramo clássico da Física e seus
princípios físicos têm sido amplamente estudados, tornando-se estruturas e princípios físicos
24
dos detectores bem estabelecidos. Portanto, a melhoria no desempenho do detector
normalmente depende mais da otimização da qualidade do material que do projeto do
detector. Isso é particularmente verdadeiro para detectores de materiais mais complexos,
como HgCdTe [2].
Atualmente, a tecnologia dominante dos detectores de infravermelho é a dos
detectores fabricados com HgCdTe, apesar de apresentarem excelente capacidade de
detecção, estes detectores apresentam sérias limitações devido à instabilidade e não
uniformidade em determinados comprimentos de onda, gerando sérios problemas para a
obtenção de matrizes de sensores homogêneas, além de ter um alto custo [3], [4].
A situação é diferente para fotodetectores de infravermelho de poços quânticos (QWIP
– Quantum Well Infrared Photodetector). Essa alternativa tecnológica surgiu a partir do final
da década de 80, nesses detectores a absorção de infravermelho ocorre via transições ópticas
dentro de uma única banda de energia (transições intrabanda) e não dependente diretamente
da largura da banda proibida (banda de gap, E
g
) do material semicondutor volumétrico (bulk)
do detector [2], [4].
Baseado neste novo conceito de detector, um material semicondutor pode ser usado
para detectar uma radiação com energia muito menor do que seria possível pela separação
entre a banda de valência e de condução. As energias de transições são determinadas pelos
níveis de energia em cada poço quântico, e pode ser sintonizado através da modificação da
sua estrutura. Dessa forma, a escolha do material detector se torna muito mais ampla, e na
maioria dos casos, o material convencional pode ser substituído por um sistema de materiais
mais conhecido e com melhor desempenho. Estes detectores, na maioria das vezes, envolvem
a utilização de compostos da família III-V, cujas tecnologias de produção e processamento
apresentam alto grau de maturidade. Um bom exemplo é o sistema composto de Al
x
Ga
1-
x
As/GaAs, visto que a tecnologia do GaAs está bem estabelecida, o desempenho do detector
25
não se limita pela qualidade do material, mas pelas propriedades optoeletrônicas intrínsecas
do QWIP [2], [4].
Além disso, apresentam facilidade de obtenção de matrizes relativamente grandes de
sensores com excelente homogeneidade, possuem alta capacidade de detecção, capacidade
multiespectral e podem ser produzidos para operar na janela atmosférica de 3 a 5 µm
(MWIR), na janela atmosférica de 8 a 12 µm (LWIR), ou em comprimentos de onda ainda
maiores (VLWIR). Os QWIPs possuem ainda baixa dissipação térmica e facilidade de
integração com os pré-amplificadores de leitura. Estes detectores entraram em fase comercial
com excelentes resultados no final dos anos 90 e início dos 2000 [4].
O desenvolvimento de detectores de infravermelho efetuado na Divisão de Física
Aplicada (EFA) do Instituto de Estudos Avançados (IEAv), abrange os QWIPs, os QDIPs
(Quantum Dot Infrared Photodetectors) e sensores convencionais (transições interbandas) de
InGaAs. Esse desenvolvimento vem sendo realizado em parceria com outras instituições de
ensino e pesquisa do Brasil, a saber: Universidade Federal de Minas Gerais (UFMG),
Universidade Federal do Rio de Janeiro (UFRJ), Pontifícia Universidade Católica do Rio de
Janeiro (PUC-RIO), Universidade Federal de São Carlos (UFSCar), Instituto Nacional de
Pesquisas Espaciais (INPE) e Universidade de São Paulo.
Esta parceria já gerou detectores QWIPs e QDIPs, com picos de resposta tanto na
janela atmosférica de 3 a 5 µm quanto na janela atmosférica de 8 a 12 µm. A primeira janela é
de interesse tanto para sensoriamento remoto quanto para mísseis de interceptação. Para
aplicações em mísseis de interceptação, a resposta espectral estreita possível com os sensores
de infravermelho a poços quânticos é vantajosa, pois reduz a sensibilidade do míssil a falsos
alvos naturais gerados pela reflexão do Sol. A segunda janela óptica corresponde ao chamado
infravermelho termal, ou seja, é dentre outras aplicações, a faixa de frequências mais útil para
imagens com resolução térmica de corpos com temperatura próxima à temperatura ambiente.
26
Neste trabalho de mestrado apresentamos detalhamento da caracterização eletro-óptica
de detectores QWIP de Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs crescidos no Laboratório LabSem na PUC-RIO
por Epitaxia de Fase Vapor de Metalorgânico (Metalorganic Vapor Phase Epitaxy –
MOVPE) sobre um substrato de arseneto de gálio (GaAs) e detectores QWIP de
In
0,53
Ga
0,47
As/Al
10,52
In
0,48
As sobre um substrato de fosfeto de índio (InP) também crescido por
MOVPE. Os QWIPs tipo mesa foram fabricados por técnicas de litografia convencionais.
Estes detectores foram caracterizados com a medição de variação da corrente com tensão
aplicada. Utilizou-se um analisador de parâmetros de semicondutores para tais medidas e
foram feitas medições da responsividade espectral e integral.
Foram efetuadas medidas tanto visando o aprimoramento do desempenho dos
dispositivos como um aperfeiçoamento do aparato usado para caracterização.
27
2. Radiação Infravermelha e Detectores
Neste capítulo são abordados alguns dos diversos tipos de detectores de infravermelho
e suas aplicações enfatizando os detectores de infravermelho a poços quânticos que serão
apresentados ao longo deste trabalho.
Inicialmente, uma seção apresenta o resumo histórico do desenvolvimento dos
detectores de infravermelho e aborda alguns dos fatos mais relevantes que ocorreram durante
o desenvolvimento desses detectores.
A seguir, uma segunda seção dedica-se a apresentar as subdivisões do infravermelho,
em especial à divisão adotada neste trabalho. Segue-se então uma seção destinada à
apresentação dos principais tipos de detectores de infravermelho. Finalizando o capítulo,
abordam-se as principais aplicações dos detectores, enfatizando aplicações dos QWIPs.
2.1. Histórico dos detectores de infravermelho
Em abril de 1800, o astrônomo inglês Sir. William Herschel (1738 – 1822) construiu
um monocromador utilizando um prisma para decompor a luz solar e termômetros de
mercúrio com bulbos negros como detector e mediu a distribuição de energia da luz solar,
percebendo um considerável aumento de temperatura na região escura que se estende além do
extremo vermelho do espectro. Herschel denominou essa radiação de “raios invisíveis” e
“calor escuro”; assim foi descoberta a radiação infravermelha, nomeada dessa forma décadas
depois [1].
Em 1829, Leopoldo Nobili (1784 - 1835) desenvolveu o primeiro termopar, sensor
térmico de contato formado pela junção de dois metais distintos baseado no efeito
termoelétrico descoberto em 1821 por Thomas Johann Seebeck (1770 - 1831). E em 1833,
28
Melloni construiu a primeira termopilha conectando vários termopares em série [1].
Langley, em 1880, desenvolveu o primeiro bolômetro usando duas fitas de platina
conectadas de maneira a comporem dois braços de uma ponte de Wheatstone. Langley
continuou desenvolvendo seu sensor por mais vinte anos, alcançando uma sensitividade 400
vezes maior que a do primeiro, podendo detectar o calor emitido por uma vaca a uma
distância de 350 metros [1].
Durante a I Guerra Mundial ocorreu um avanço relacionado aos detectores, onde
equipamentos de detecção de inimigos eram considerados de grande interesse. Neste período,
Theodore W. Case, em 1917, desenvolveu o primeiro fotodetector sensível à radiação
infravermelha superando os sensores de infravermelho comercializados neste período [1].
O período da Segunda Guerra Mundial marca o surgimento da tecnologia moderna de
detectores de infravermelho e os anos de Guerra Fria que sucederam, juntamente com o
desenvolvimento dos materiais semicondutores e da tecnologia de integração de circuitos,
promoveram um grande avanço na produção de detectores de infravermelho [5].
Pode-se dizer que o desenvolvimento tecnológico nesta área sempre esteve associado
primeiramente a aplicações militares. E a necessidade de observar alvos em terra à noite e
gerar imagens no infravermelho deu origem a detectores e sistemas de detecção cada vez mais
avançados. Todo esse avanço possibilitou a obtenção de melhores equipamentos e
dispositivos não só para o uso militar, mas também industrial e científico [5].
Atualmente um dos desafios das pesquisas na área de desenvolvimento de detectores
de infravermelho têm sido melhorar o desempenho do detector de radiação infravermelha para
um comprimento de onda particular devido à diversidade das aplicações [2].
29
2.2. Subdivisão do Infravermelho
Esta seção destina-se a apresentar algumas das divisões do espectro eletromagnético
na região do infravermelho, seguindo-se uma apresentação da divisão adotada neste trabalho.
No espectro eletromagnético, a radiação infravermelha está localizada entre a região
de radiação visível e a região de radiação de microondas e abrange comprimentos de onda que
vão desde 0,7 µm até 1000 µm, conforme a Figura 2.1 [1].
Figura 2.1 - Ilustração do espectro eletromagnético com ênfase na região do infravermelho.
30
A região do infravermelho no espectro pode ser dividida em subregiões e para esta
subdivisão não existe um consenso entre os autores ou uma norma internacional
regulamentado esta nomeclatura, o que causa variações da mesma na literatura relacionada ao
assunto.
Segundo a ABNT (2006) [6], adota-se uma classificação da faixa do infravermelho em
cinco subdivisão de comprimento de onda, como descritas pela Tabela 2.1.
Tabela 2.1 - Classificação da faixa do infravermelho.
Faixa Comprimento de onda (µm)
Infravermelho muito próximo 0,78 – 1,1
Infravermelho próximo 1,1 – 3,0
Infravermelho médio 3,0 – 6,0
Infravermelho distante 6,0 – 15,0
Infravermelho muito distante 15,0 – 1000,0
Fonte: ABNT, [6].
A subdivisão mais comumente encontrada na literatura internacional atualmente, e
usada neste trabalho, é apresentada na Tabela 2.2.
Tabela 2.2 - Classificação da radiação infravermelha adotada.
Nomeclatura Designação Abreviação Comprimento
de onda (µm)
Near Infrared
Infravermelho Próximo NIR 0,7 – 1,0
Short-wave Infrared
Infravermelho de Onda Curta SWIR 1,0 – 3,0
Mid-Wave Infrared
Infravermelho Médio MWIR 3,0 – 5,0
Long-Wave Infrared
Infravermelho Distante LWIR 8,0 – 12,0
Very-Long Wave Infrared
Infravermelho muito Distante VLWIR 12,0 – 30,0
Fonte: Byrnes, [7].
Esta subdivisão está relacionada à resposta dos detectores de infravermelho, por
exemplo, detectores usados em telecomunicações utilizam a faixa do infravermelho de onda
curta (SWIR) que abrange uma das janelas atmosféricas.
31
2.3. Detector de Radiação Infravermelha
Nesta seção serão abordados alguns dos principais tipos de detectores de
infravermelho e como ocorre o seu funcionamento.
Os detectores são dispositivos destinados a reconhecer a presença ou intensidade de
um fenômeno físico, transformando esse dado em informações passíveis de serem
processadas [1].
A função dos detectores de infravermelho é converter a radiação incidente sobre ele e
captada pelo sistema em outra forma mensurável de energia, geralmente um sinal elétrico.
Este sinal elétrico pode ser posteriormente amplificado, filtrado e processando, utilizando-se
de recursos eletrônicos [1].
Os detectores de infravermelho são classificados como termodetectores (detectores
térmicos) ou fotodetectores (detectores quânticos) de acordo com o mecanismo físico
envolvido no processo de detecção, isto é, a forma com que a radiação infravermelha
incidente interage com o sistema. A Figura 2.2 apresenta a classificação dos detectores
infravermelha mais comumente usada dos detectores de infravermelho [1].
Detectores de Infravermelho
Fotodetectores Termodetectores
Fotocondutivo Fotoemissivo
Fotovoltaico
Bolômetro Piroelétrico Termopilha
Figura 2.2 – Classificação dos detectores infravermelho (IR).
32
No termodetector, a radiação incidente é absorvida provocando aquecimento do
material e, conseqüentemente, modificando alguma propriedade, por exemplo, o aquecimento
da estrutura resulta em uma mudança da resistência elétrica [1], [8]
Os termodetectores possuem uma resposta espectral mais plana com a freqüência, uma
vez que, os efeitos térmicos, neste caso, são geralmente independentes do comprimento de
onda da radiação infravermelha incidente. Apresentam larga faixa de sensibilidade espectral e
tempo de resposta relativamente longos devido à inércia térmica dos componentes. Os
termodetectores são aplicados em sistemas que operam em diversas faixas espectrais e que
não necessitam de altas freqüências de medição [5], [9].
Os principais tipos de termodetectores são: o piroelétrico, no qual ocorre uma
mudança na polarização do material ferroelétrico devido à variação da temperatura, o
bolômetro, no qual ocorre uma mudança da resistência do material, e a termopilha, na qual
vários termopares são ligados em série. A Figura 2.3 ilustra alguns desses termodetectores [5],
[8].
(a) (b) (c)
Figura 2.3 – Ilustração de termodetectores (a) piroelétrico (b) termopilha (c) bolômetro.
Fonte: Boshetti, p. 17-18 [8].
Os fotodetectores operam pela interação direta entre os fótons da radiação incidente e
os elétrons no material do detector. O sinal elétrico observado é resultado da mudança na
33
distribuição de energia dos portadores de carga, dependendo do número de fótons que
interage diretamente com os portadores de cargas e apresentam uma dependência seletiva com
o comprimento de onda. Os fotodetectores são mais sensíveis e tem um tempo de resposta
menor que os termodetectores [1], [8], [9].
A temperatura é um problema para este tipo de detector, as cargas livres geradas
termicamente aumentam o ruído destes dispositivos diminuindo sua sensibilidade. Assim, a
maioria dos fotodetectores trabalham necessariamente resfriados a temperaturas criogênicas
[1].
Eles podem ser classificados como fotoemissivos, fotocondutivos e fotovoltaicos,
sendo que os dois últimos são baseados em materiais semicondutores. Os fotocondutivos e
fotovoltaicos podem ser intrínsecos ou extrínsecos dependendo das características do
semicondutor utilizado, se sem impurezas, intrínseco, ou se dopado (com impurezas),
extrínsecos [1], [10].
Detectores fotoemissivos são compostos de um tubo de vácuo com alta tensão onde
um fotocatodo absorve os fótons incidentes e a energia absorvida pode ser suficiente para
liberar elétrons, uma vez que o elétron é liberado e chega ao anodo, ele é medido como uma
corrente que corresponde ao fluxo no catodo (Figura 2.4) [1]. Este tipo de fotodetector exige
uma energia dos fótons relativamente alta, limitando sua aplicação a comprimentos de onda
curtos, tipicamente abaixo de 2 µm.
34
Figura 2.4 - Esquema ilustrativo de um detector fotoemissivo.
Detectores fotovoltaicos, ou também conhecidos como fotodiodo, são dispositivos
formados por uma junção p-n ou p-i-n. Utilizam um circuito eletrônico de leitura que os
polarizam reversamente, ou não polarizam, medindo a variação da tensão (ou corrente) gerada
pela incidência da radiação, conforme ilustrado na Figura 2.5 [1], [8], [10].
Figura 2.5 – Esquema ilustrativo de funcionamento de um detector fotovoltaico.
A Figura 2.6 ilustra o processo de geração de cargas por absorção de fótons na região
de depleção de uma junção p-n de um fotodiodo intrínseco [1].
35
p
n
Banda de valência
Banda de condução
Figura 2.6 – Diagrama de energia representando o processo de absorção no fotodiodo.
Detectores fotocondutivos são constituídos de semicondutores cuja condutividade
aumenta com a incidência de radiação, gerando pares elétron-buraco. Diferente dos
fotovoltaicos, os fotocondutores operam necessariamente com uma tensão de polarização e
mede-se a corrente que flui pelo circuito. O sinal de saída aumenta em corrente quando o
detector é exposto à radiação, a Figura 2.7 ilustra um esquema de funcionamento dos
fotocondutor [11].
Figura 2.7 – Esquema de operação de um fotocondutor.
Detectores fotocondutivos intrínsecos se baseiam na absorção óptica interbanda
envolvendo fotoexcitação de cargas através da banda de energia proibida, gap (E
g
), isto é,
excitando elétrons da banda de valência para a banda de condução. Para que isso ocorra a
36
energia do fóton incidente deve ser maior que a energia do gap (hυ > E
g
) do material
fotossensível, portanto a detecção de radiação infravermelha incidente com determinada
energia depende da relação entre o gap do material e a energia do fóton da radiação incidente,
sendo [1], [9]
λ
hc
E
g
≤
(2.1)
onde h é a constante de Planck e c é a velocidade da luz (2,99 x 10
8
m/s).
A Figura 2.8 mostra o diagrama de energia do fotocondutor intrínseco e o processo de
geração de cargas [1], [9].
Banda de condução
Banda de valência
Figura 2.8 – Diagrama de banda de energia de um fotocondutor intrínseco.
Para detecção de radiação infravermelha termal (LWIR) (λ ≈ 10 µm) o gap do
semicondutor deve ser muito estreito (E
g
≈ 0,12 eV), no caso de um fotodetector intrínseco.
Materiais semicondutores com gap muito estreitos são mais difíceis de crescer e processar do
que semicondutores de gap largo [4], [12].
Esta dificuldade motivou a busca por alternativas, dentre elas a utilização de transições
ópticas intrabanda como princípio de detecção [4], [12]. Surgiram então os fotodetectores a
37
poços quânticos (QWIP) onde uma camada de material semicondutor é crescido entre
camadas de outro material semicondutor de gap maior causando um confinamento dos
portadores de carga em uma das dimensões. A Figura 2.9 apresenta um diagrama de banda de
energia de um material semicondutor com estruturas de poços quânticos e o processo de
absorção intrabanda [4], [12].
E
g
(GaAs)
E
g
(AlGaAs)
hν
1
E
2
E
1
Banda de Condução
hν
2
H
1
H
2
Banda de Valência
Absorção
Intrabanda
Figura 2.9 – Diagrama de bandas de energia esquemático de um poço quântico. A absorção
intrabanda pode ocorrer entre os níveis de energia de um poço quântico associados com a
banda de condução quando a dopagem é do tipo n (E
1
→E
2
) ou de valência (H
1
→H
2
) quando a
dopagem é do tipo p.
A idéia do uso de estruturas de múltiplos poços quânticos para detecção de radiação de
infravermelha pode ser explicada pelo uso dos princípios básicos da mecânica quântica. O
poço quântico é equivalente ao problema de uma partícula no poço unidimensional da
mecânica quântica básica e a Equação de Schrödinger independente do tempo é a solução
deste problema [4]. A solução é dada pelos autovalores de energia que descrevem os níveis de
energia quantizados dentro do poço quântico, para os quais a partícula pode existir.
38
As posições dos níveis de energia são determinadas pelas dimensões do poço quântico,
no caso de uma barreira infinita e bandas de energia parabólicas, os níveis de energia do poço
quântico são definidos por [4], [12]
2
*
2
2
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
=
w
n
L
n
m
E
π
h
, (2.2)
onde L
w
é a largura do poço quântico, ħ é a constante reduzida de Planck, m
*
é a massa efetiva
da carga dentro do poço e n é um número inteiro. A transição intrabanda entre o elétron no
estado fundamental e o primeiro estado excitado é dada por [4], [12]
2*
22
12
2
3
)(
w
Lm
EE
π
h
=− . (2.3)
Os QWIPs são baseados na fotoexcitação dos elétrons entre o estado fundamental e o
estado excitado na banda de condução no caso do QWIP tipo-n e fotoexcitação dos buracos,
ou lacunas, no caso do QWIP tipo-p entre o estado fundamental e o estado excitado na banda
de valência e os efeitos do confinamento quântico nestas heteroestruturas provocam a
transformação das bandas contínuas de energia que existem no semicondutor (banda de
condução e de valência) em subbandas [4], [12].
A Figura 2.10(a) ilustra o processo de crescimento de uma heteroestrutura de
Múltiplos Poços Quânticos (MQW) e a Figura 2.10(b) ilustra o processo de fotocorrente
gerado pela excitação de cargas do estado fundamental no poço quântico para um estado
excitado de energia no contínuo.
39
hν
E
1
hν
E
1
E
2
hν
E
1
hν
E
1
E
2
hν
E
1
hν
E
1
E
2
Campo Elétrico
(a) (b)
Figura 2.10 – (a) Crescimento de uma heteroestrutura de MQW de AlGaAs/GaAs. (b)
Diagrama de energia da banda de condução da estrutura de QWIP de MQW
AlGaAs/GaAs apresentado o processo de fotocorrente.
É importante ressaltar que os poços quânticos desses detectores devem ser dopados
visto que a energia dos fótons é insuficiente para gerar pares elétron-buraco (hυ < E
g
) [4].
Em QWIPs fabricados a partir de semicondutores da família III-V, como
GaAs/Al
x
Ga
1-x
As, a altura das barreiras pode ser ajustada dentro de certos limites, pela
adequada escolha da composição da liga ternária, ou seja, variando o valor de x. Assim,
modificando a largura dos poços quânticos (L
w
) e a altura da barreira, a energia de transição
intrabanda varia sobre uma grande faixa do infravermelho. Estes detectores podem ser feitos
sob medida para absorver radiação na faixa de 3 a 20 µm [4].
2.4. Aplicações de Detectores de Infravermelho
Os detectores de infravermelho tem vasta aplicação, tanto civis quanto militares, o que
explica o crescente interesse e investimento de vários países e centros de pesquisa no
desenvolvimento de novas tecnologias que permitam a fabricação destes componentes.
Na medicina os detectores de infravermelho auxiliam os médicos em diagnósticos de
vários problemas de saúde como, problemas vasculares, neurológicos e outros. Além de
auxiliar no estudo de estruturas protéicas e da seqüência do DNA [14], [15].
40
A Termografia Infravermelha, por exemplo, é um dos métodos mais avançados de
diagnóstico por imagem. Com o auxilio dessa técnica, os médicos são capazes de localizar e
diagnosticar de forma mais precisa inúmeras doenças e distúrbios, muitas vezes não são
detectados por outros métodos de forma precoce e não invasiva [15].
Na área industrial os sensores infravermelhos podem ser utilizados para automação de
operações (como termômetros e/ou interruptores), contagem de peças produzidas, controle da
qualidade e na segurança do trabalho. Um exemplo é o uso da inspeção termográfica de
equipamentos que utiliza imagens térmicas na manutenção preventiva identificando
principalmente superaquecimento de peças móveis, mau contato elétrico, rolamentos
defeituosos e outros. Essa forma de análise dos equipamentos não interfere na produção, pois
os equipamentos podem ser verificados em pleno uso e transcorre com elevada segurança
(sem contato físico) [14], [15].
Os detectores de infravermelho ainda podem ser usados na área de sensoriamento
remoto, detecção de materiais biológicos como ANTHRAX, vazamento de gás,
monitoramento de passageiros em aeroportos, e alarme de portas em elevadores [14], [15].
Na agricultura, eles podem ser usados no mapeamento da distribuição de temperatura
para controle do cultivo de plantas, monitorando anomalias e surgimento de pragas no
processo de crescimento de plantas [14].
Na construção civil, contribuem no imageamento dos materiais como gesso,
argamassa, mármore, detectando infiltrações ou identificando falhas estruturais nas
construções [14], [15].
No transporte, os detectores auxiliam no sistema de controle em rodovias, no auxílio
ao vôo de aeronaves de forma a aumentar a segurança do transporte aéreo sob condições de
baixa visibilidade [14], [15].
Em laboratório de plasmas, eles favorecem no diagnóstico de radiação produzida por
41
processos de confinamento e instabilidade em máquinas como Tokamak [14].
Os detectores auxiliam na manutenção de satélites, montagem de estruturas espaciais e
estudo e observação de objetos astronômicos como cometas e estrelas [14], [15].
No ambiente militar, estes detectores ganham maior importância, pois utilizam uma
faixa do espectro eletromagnético não perceptível para os olhos humanos. Neste caso, são
utilizados, por exemplo, na vigilância noturna, no rastreamento e identificação de alvos, na
orientação e interceptação de mísseis e outros [14], [15].
Além disso, os detectores de infravermelho podem ser usados na área de
telecomunicação em conexões de dados no espaço livre
[14], [15].
Atualmente, câmeras de infravermelho baseada em fotodetectores a poços quânticos
são comercializadas e apresentam excelentes resultados, veja Figura 2.11.
Figura 2.11 - Câmeras QWIP comercializadas.
Fonte: Gunapala, p.6 [13].
Alguns exemplos de aplicações específicas e bem sucedidas de câmeras de QWIP em
diversas áreas foram relatados por
Gunapala et at [4] e [16]. A seguir, alguns desses relatos
são citados para exemplificar a capacidade do uso e detecção dos fotodetectores a poços
quânticos.
42
Medicina
Estudos determinam que as células cancerígenas liberam óxido nítrico, causando
mudanças no fluxo sanguíneo do tecido em volta do câncer, geralmente essas células
cancerígenas têm alto metabolismo, demandando um maior abastecimento de sangue, o que é
uma das características de um tumor maligno, os tecidos cancerosos sendo ligeiramente mais
quentes do que os tecidos saudáveis podem ser detectados através de sensores térmicos [4],
[16].
Um grupo de pesquisadores do State University of New York em Buffalo e do WRAIR
(Water Reed Army Institute os Research) usaram câmera 256 X 256 LWIR de QWIP para
Teletermometria de Área Dinâmica (DTA) [4], [16].
A DTA envolve o armazenamento de centenas de imagens no infravermelho
consecutivas e análises em FFT (Fast Fourier Transform) da biomodulação e
microhomogeneidade da temperatura da pele. A análise em FFT fornece as freqüências
termoreguladoras, amplitudes da temperatura e perfusão dos vasos capilares da pele. Para
obter dados confiáveis da DTA, é necessário uma câmera de infravermelho de comprimento
de onda de detecção acima de 8 µm (para evitar reflexões de artefatos de emissores no
ambiente), uma taxa de repetição de 30 Hz (possibilitando o armazenamento máximo de
imagens durante o período de observação para maximizar a resolução do FFT), estabilidade
instrumental quadro-a-quadro (para evitar artefatos decorrentes da variação do instrumental),
e uma sensibilidade menor que 30 mK [4], [16]. De acordo com esses pesquisadores, o
comprimento de onda de operação mais longo, uma maior resolução espacial, uma maior
sensibilidade e uma maior estabilidade das câmeras baseadas em matrizes de QWIP, as
tornaram a melhor escolha dos vários tipos de câmeras de infravermelho. Com essas duas
tecnologias aliadas, resultaram na formação de uma imagem da área de interesse,
43
possibilitando ao médico realizar um diagnóstico imediato, sem causar qualquer desconforto
ao paciente e sem o uso de radiação ionizante. Basicamente, o sensor digital detectou a
energia radiante no infravermelho emitida pelo corpo, “enxergando” apenas as pequenas
diferenças de temperatura associadas com as alterações no fluxo sanguíneo. Uma câmera
QWIP de alta sensibilidade pode detectar facilmente a existência de um câncer de pele
maligno (Figura 2.12) [4], [16].
(a) (b)
Figura 2.12 – (a) Rosto de uma pessoa com câncer de pele no nariz, a ponta do nariz está mais
quente do que os tecidos vizinhos devido à angiogênese de um câncer de pele; (b) Rosto de
uma pessoa que não tem câncer de pele no nariz, normalmente o nariz e as orelhas são mais
frios em relação às outras partes da face.
Fonte: Gunapala, p.279 [16].
Essa câmera também foi usada por um grupo de pesquisadores da University of
Southern Califórnia em intervenções cirúrgicas em cérebros, detecção de câncer de pele e em
pacientes com hanseníase. Na remoção de tumores cerebrais, a imagem térmica auxilia o
cirurgião a encontrar pequenos vasos capilares que crescem na direção do tumor devido à
angiogênese (Figura 2.13) [4], [16].
44
Figura 2.13 – (a) Imagem no visível de um tumor cerebral. (b) Imagem no infravermelho
discriminando os tecidos saudáveis dos mortos.
Fonte: Gunapala, p.279 [16].
Outra aplicação da câmera de QWIP é no diagnóstico e análise do gradiente de
temperatura dos pés e dos cotovelos de uma paciente com hanseníase mostrado na Figura 2.14
[4], [16].
36,6
o
C
35,6
o
C
34,4
o
C
33,3
o
C
32,2
o
C
31,1
o
C
30,0
o
C
28,9
o
C
27,8
o
C
26,7
o
C
25,6
o
C
24,4
o
C
Figura 2.14 – Variação de temperatura nas mãos e nos cotovelos de um paciente com
hanseníase detectado por uma câmera de QWIP.
Fonte: Gunapala, p 280 [16].
45
Defesa Civil
Uma câmera de QWIP ajudou uma equipe de TV de Los Angeles captar imagens de
um incêndio que se propagou no Sul da Califórnia na comunidade de Malibu em outubro de
1996. Essa câmera portátil possui detectores de infravermelho que cobrem comprimentos de
ondas maiores do que os abrangidos pelas câmeras convencionais, permitindo que a câmera
“visse” através da fumaça, com isso a estação de TV localizou e transmitiu imagens com
precisão dos pontos quentes que normalmente não seriam visíveis. Esses pontos quentes
foram uma fonte de preocupação para os bombeiros, visto que eles poderiam propagar novos
incêndios mesmo após o fogo aparentemente ter diminuído. A Figura 2.15 mostra a
comparação das imagens no visível e no infravermelho da área recém incendiada, observada
pela equipe de notícias à noite. A diferença na qualidade entre as imagens ocorreu tanto nas
condições diurnas quanto noturnas. Esse evento marcou a estréia da câmera de QWIP como
instrumento de observação de incêndios [4], [16].
(a) Visível (b) QWIP
Figura 2.15 - Comparação entre duas imagens de uma área incendiada, feitas à noite, uma
com uma câmera CCD no visível de alta sensibilidade (a) e outra feita com uma câmera
QWIP no infravermelho distante (b).
Fonte: Gunapala, p 277 [16].
46
Usou-se uma câmera QWIP similar para observar vulcões, formações de minerais,
clima e condições atmosféricas no vulcão Kilauea, no Havaí. A ampla faixa de comprimentos
de ondas coberta por esse tipo de câmera capacitou os vulcanologistas a obterem imagens de
características vulcânicas em temperaturas muito mais elevadas (300 – 1000
o
C) do que as
obtidas pelo sistema de imagem térmicas convencionais na faixa de 3 a 5 µm ou no visível. A
Figura 2.16 mostra a comparação entre imagens feita no visível e no infravermelho do vulcão
Kilauea. A imagem no infravermelho do vulcão mostra claramente um leito subterrâneo de
lava quente que não é visível a olho nu [4], [16].
(a) (b)
Figura 2.16 - Comparação das imagens do Vulcão Kilauea, no Havaí, uma feita com uma
câmera CCD no visível de alta sensibilidade (a) e outra com câmera de QWIP no
infravermelho distante (b).
Fonte: Gunapala, p.278 [16].
Militar
Pesquisadores da Ballistic Missile Defense Organization´s (BMDO) usaram uma
câmera QWIP em um experimento para discriminar e identificar o veículo de lançamento a
partir do jato de gases quentes emitidos pelos motores do foguete. A Figura 2.17 mostra uma
47
imagem do veículo de lançamento Delta-II obtida a partir da câmera de QWIP. Isto indica
claramente a vantagem do uso de câmera QWIP de comprimento de onda distante para uma
melhor identificação do veículo de lançamento e os gases quentes durante a fase inicial de
lançamento [4], [16].
Figura 2.17 - Imagem do míssil Delta II obtida por uma câmera QWIP durante o lançamento.
Fonte: Gunapala, p.280 [16].
A temperatura normal do veículo de lançamento é de aproximadamente 250°C e a
temperatura do jato de gases quentes emitidos do mesmo pode alcançar 950°C. Segundo a
teoria de Planck de emissão do corpo negro, a razão entre o fluxo de fótons dos dois corpos
negros a temperatura de 250 e 950°C em um comprimento de onda de 4 µm é de 25.000,
enquanto que a mesma razão entre o fluxo de fótons em um comprimento de onda de 8,5 µm é
de 115, conforme está demonstrado na Figura 2.18 [4], [16]. Neste caso, para se obter um
melhor contraste na imagem, é interessante explorar comprimento de ondas distantes para
melhor discriminação entre o veículo de lançamento e os gases quentes emitidos porque a
maior faixa dinâmica instantânea das câmeras de infravermelho é de 12 bits (i.e, 4096 cores)
ou menos [4], [16].
48
Figura 2.18 - Espectro de radiação de corpo negro para varias temperatura.
Fonte: Gunapala, p.280 [16].
Astronomia
Para o uso de câmeras QWIP em observações na astronomia, foi desenvolvida uma
câmera de infravermelho multi-espectral de amplo foco (QWIPCPIC). As observações foram
realizadas no Telescópio Hale em Mt. Palomar a 5 metros de distância com uma QWICPIC
baseado em FPA de QWIPs de 256 x 256 pixels em 8 – 9 µm operando numa temperatura de
35 K [4], [16].
O baixo ruído 1/f (veja Figura 2.19) das FPA QWIP permite que QWICPIC realize
uma sondagem lenta sendo, portanto uma característica necessária para observações do
espaço [4], [16].
49
30 mHz
Figura 2.19 - O espectro do ruído 1/f de uma FPA de QWIP de 256 x 256 pixels em 8 – 9
µm.(1 ADU = 430 elétrons). O gráfico mostra claramente que os QWIPs apresentam um ruído
1/f desprezível abaixo de 30 mHz, portanto, os QWIP podem ser usados em instrumentação
onde o tempo de interação seja maior. Isso causa um aumentando na capacidade de frame.
Fonte: Gunapala, p.281 [16].
A Figura 2.20 compara uma imagem da nebulosa Órion obtida em uma observação de
30 minutos com uma FPA QWIP e uma imagem da nebulosa de Órion tiradas com a câmera
do planetário do Telescópio Espacial Hubble (HST). Comparando as duas imagens nota-se
que na Figura 2.20(b) feita com a câmera QWICPIC existe uma multiplicidade de fontes de
infravermelho que são fracas ou indetectável pelo HST Figura 2.20(b). A imagem demonstra
claramente estrelas em formação entre a densa nuvem de gás molecular e poeira fria. As
formações desses discos são importantes para o desenvolvimento do sistema planetário [4],
[16]. Estas imagens demonstram a vantagem das FPA QWIP de LWIR, uma vez que
apresentam estabilidade (baixo ruído 1/f) para levantamento regiões obscurecidas, na busca de
objetos escondidos, que formarão jovens estrelas [4], [16].
50
Figura 2.20 - Comparação de imagens no infravermelho próximo (NWIR) da Nebulosa de
Órion (a) Imagem feita com uma câmera planetária do Telescópio Hubble. (b) imagem feita
com uma QWICPIC com imageamento de 8,5 µm (LWIR) no foco principal do Telescópio
Hale. Neste caso é possível notar regiões de maior aquecimento da estrela.
Fonte: Gunapala, p 281 [16].
No decorrer deste capítulo foram abordados o desenvolvimento dos detectores de IR,
tendo sido apresentados desde dos vários tipos de detectores até a forma como cada um deles
detecta a radiação infravermelha, além das principais divisões do espectro na região do
infravermelho. Ao final deste capítulo foram abordadas as principais aplicações e as algumas
das várias áreas em que o uso destes detectores se torna relevante.
Em relação a aplicações destes detectores, foram enfatizadas aplicações dos detectores
de infravermelho a poços quânticos (QWIP), os quais são objetos de estudo deste trabalho. Os
aspectos teóricos essenciais para caracterização e compreensão do mecanismo físico
envolvido da detecção da radiação infravermelha serão apresentados no próximo capítulo.
51
3. Base Teórica
Este capítulo abordará, resumidamente, os princípios teóricos relevantes para
caracterização de detectores de infravermelho fotocondutivos, além dos conceitos teóricos
básicos necessários para que se adquira compreensão do funcionamento dos fotodetectores a
poços quânticos que serão caracterizados. A teoria apresentada a seguir pode ser encontrada
em diversos livros textos, artigos e teses que tratam dos detectores de infravermelho em
especial os fotodetectores a poços quânticos.
3.1. Radiação de Corpo Negro e Transferência de Fluxo
Esta seção destina-se a apresentar uma revisão dos conceitos fundamentais da radiação
de corpo negro, partindo de uma breve discussão sobre as leis da radiação e descrição do
fenômeno de emissão de radiação pelo corpo negro.
Como descrito anteriormente, os detectores de infravermelho são usados para detectar
a radiação incidente sobre o mesmo. Para estudar as características desses detectores é
necessário entender o funcionamento e comportamento da fonte de emissão de radiação, ou
seja, o emissor.
A intensidade da radiação advinda de dado objeto depende de alguns fatores dentre
eles: a temperatura do objeto, a distância que o objeto se encontra do detector, tamanho do
detector e emissividade da fonte.
3.1.1. Leis da Radiação
As Leis da Radiação descritas a seguir explicam e descrevem o fenômeno de emissão
52
de radiação dos objetos.
A nomenclatura e a notação empregadas pela radiometria, fotometria e quântica
possuem palavras diferentes, mas descrevem parâmetros análogos. A nomenclatura oficial
mais aceita é a do Commission Internationale de L´Eclairage (CIE) e do American National
Standard Institute (ANSI/IES), presente em Vicent [17].
Segundo essa nomenclatura, o termo radiância espectral L(λ,T) é definido como sendo
o fluxo radiante emitido por unidade de área projetada por unidade de ângulo sólido por
unidade de comprimento de onda [17].
Assumindo a emissividade do corpo como sendo unitária, isto é, como se fosse um
corpo negro perfeito, a quantidade de radiação emitida por esse objeto é determinada pela
temperatura, sendo governada pela equação da Lei de Planck [2], [17].
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
=
msrcm
W
e
hc
TL
kT
hc
e
µλ
λ
λ
25
2
1
12
),(
(3.1)
ou
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
=
msrcm
s
fótons
e
c
TL
kT
hc
q
µλ
λ
λ
24
1
1
12
),(
, (3.2)
onde L
e
(λ,T) o índice e da equação (3.1) informa que é um parâmetro da radiometria e L
q
(λ,T)
o índice q indica que a equação (3.2) é um parâmetro da quântica; λ é o comprimento de onda,
h é a constante de Planck (6,62 x 10
-34
Js), c é a velocidade da luz no vácuo (2,99 x 10
8
m/s)e
k é a constante de Boltzmann (1,38 x 10
-23
J/K) [2], [17].
A radiometria é a ciência de medição de energia eletromagnética radiante em todo
53
espectro eletromagnético. Neste trabalho, adotou-se a nomeclatura e notação usada na
radiometria e todas as definições feitas a partir deste ponto estarão referindo-se a essa
nomeclatura.
A emitância espectral M(λ) é definida como o fluxo de radiação por unidade de área e
por comprimento de onda emitida por uma superfície. Considerando a radiação do corpo
negro Lambertiana, ou seja, isotrópica (com as mesma características físicas em todas as
direções), a emitância espectral M
θ
(T,λ) de um sistema com simetria circular em um cone de
meio ângulo θ, mostrado na Figura 3.1, é dada por [2], [17]
.),(),(
cos),(),(
cos),(),(
2
0
2
0
θπλλ
φθθθλλ
θλλ
θ
θπ
θ
θ
senTLTM
ddsenTLTM
dTLTM
=
=
Ω=
∫∫
∫∫
(3.3)
Φ
θ
dω
dΩ
Z
Y
X
Figura 3.1 – Emitância espectral no semi-hemisférico com simetria circular.
A emitância espectral radiante M(λ,T) dentro de um hemisfério inteiro M(T,λ) pode ser
determinada para θ = 90
o
, sendo [2], [17]
54
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
=
mcm
W
TLTM
µ
λπλ
2
),(),( . (3.4)
A Figura 3.2 mostra a emitância espectral radiante M(T,λ) em função do comprimento
de onda para diversas temperatura de emissão em duas escalas distintas.
(a) (b)
Figura 3.2 – Emitância Espectral radiante de um corpo negro em função do comprimento de
onda para várias temperaturas (a) e (b) emitância espectral radiante em escala logarítmica.
Fonte: Vincent, p.211 [17].
Derivando a fórmula de Planck com relação ao comprimento de onda λ e a resolvendo
para o resultado máximo dM(T,λ)/dλ=0, obtém-se uma simples relação entre o comprimento
de onda máximo λ
máx
, no qual a emitância do corpo negro M(T,λ) é máxima, e a temperatura
do corpo negro determinada pela Lei de Deslocamento de Wien dada pela seguinte expressão
[17]
55
.8,2897
0
),(
KmT
d
TdM
máx
µλ
λ
λ
=
=
(3.5)
A Figura 3.3 mostra a emitância espectral de um corpo negro, em destaque a Lei de
Deslocamento de Wien.
1
10
100
1000
10000
2000K
3000K
4000K
5000K
Emitância Espectral (W cm
-2
µm
-1
)
Comprimento de Onda (µm)
6000K
Figura 3.3 –Emitância Espectral M(T,λ) de um corpo negro a diferentes temperatura
demonstrando a Lei de Deslocamento de Wien.
Tratando-se de um corpo negro, a emitância total, isto é, o fluxo de radiação total M
emitido pelo corpo negro, para todos os comprimentos de onda, é a área sob toda a curva da
Lei de Planck, sendo facilmente calculada integrando-se a função para todo o espectro. Tal
solução equivale à conhecida Lei de Stefan-Boltzmann, sendo dada por [17]
56
∫
∞
=
0
),()(
λλ
dTMTM
. (3.6)
Resolvendo essa expressão para emitância radiante obtém-se a seguinte expressão [17]
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
==
2
44
32
45
15
2
)(
cm
W
TT
hc
k
TM
σ
π
, (3.7)
onde M(T) é a emitância radiante total do corpo negro, T a temperatura do corpo negro; σ é a
constante de Stefan-Boltzmann
[17].
A emitância entre dois comprimentos de onda λ
1
e λ
2
(M(T, λ
1
,λ
2
)) é dada por, [17]
.
1
108853,8
1
2
)(
),()(
2
3
411
3
23
44
1
2
1
2
2
1
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
×=
−
=
=
∫∫
∫
cm
W
dx
e
x
Tdx
e
x
ch
Tk
TM
dTMTM
x
x
x
x
x
x
π
λλ
λ
λ
(3.8)
onde x = hc/(kTλ).
Para o imageamento térmico, existem duas janelas atmosféricas de interesse, uma está
localizada na faixa de comprimento de onda infravermelho médio (3 a 5 µm) e outra está na
faixa de infravermelho distante (8 a 12 µm)
[2], [17], [18].
Para um corpo a temperatura de 300 K e comprimento de onda máximo de 9,66 µm, o
fluxo de radiação total (M) emitido pelo corpo negro nessa temperatura é igual a 45,93 x 10
-3
W/cm
2
. A Figura 3.4 mostra (M(T, λ
1
,λ
2
)) em diferentes temperaturas para as duas faixas de
comprimento de onda das janelas atmosféricas de 3 a 5 µm e de 8 a 10 µm
[2].
57
200 300 400 500 600 700
1E-3
0,01
0,1
8-10µm
Emitância (M(T,λ
1
,λ
2
) (W/cm
2
))
Temperatura (K)
3-5µm
Figura 3.4 - Emitância entre 3-5 µm e 8-10 µm em função da temperatura.
Note que, em 300 K, o fluxo radiante entre 8 e 10 µm é de 6,1 x 10
-3
W/cm
2
, o que
corresponde a aproximadamente 13 % do fluxo total de radiação emitido pelo corpo negro e
maior que o emitido entre 3 e 5 µm. Portanto, um objeto a temperatura ambiente emite mais
intensamente radiação na faixa de comprimento de onda de 8 a 10 µm favorecendo sua
detecção de infravermelho. Em T = 502 K, as duas curvas se interceptam e a partir desse
ponto a radiação emitida na faixa de 3 a 5 µm passa a ser mais intensa. Logo, para detecção de
objetos em uma faixa de temperatura maior, detectores de infravermelho médio são mais
adequados
[2].
Para análise da transferência de fluxo de radiação, assume-se novamente que a fonte
de radiação é um corpo negro isotrópico de área A
s
e a radiação emitida por ele será
proporcional à projeção do ângulo sólido Ω [sr] do corpo negro, conforme ilustrado na Figura
3.1
[2], [17], [18].
Considere que o centro do corpo negro, fonte de radiação, se encontra uma distância d
do detector de área A
d
sendo que à distância d é muito maior que as dimensões lineares de A
s
e A
d
. As suas orientações espaciais estão ilustradas na Figura 3.5.
58
θ
s
θ
d
d
A
s
A
d
dω
d
Figura 3.5 – Transferência de fluxo.
Nesse caso, o fluxo radiante (Φ) emitido pela fonte, corpo negro,partindo de A
s
e
entrando no detector em A
d
é dado por [18]:
∫∫∫
∫∫∫
=Φ
=Φ
=
Φ
sd
dd
A
dss
A
dss
dss
ddAdTL
dddATL
dddATLd
ωλ
λω
ωθλλ
λωθλ
λ
ω
θ
λ
cos),(
cos),(
cos),(
(3.9)
Assumindo que o ângulo da fonte θ
s
é constante e que
ω
d
é o ângulo sólido de A
d
mantido sobre A
s
, observa-se que A
d
não é normal a linha de visão de A
s
como mostrado na
Figura 3.5,
ω
d
é dado por [2], [18]:
.
cos
cos
2
2
d
A
d
dA
d
dd
d
dd
d
θ
ω
θ
ω
=
=
(3.10)
59
A definição de ângulo sólido definida na equação (3.10) é igual à definição de ângulo
sólido projetado de A
d
sobre A
s
, e a equação (3.9) pode ser reescrita na forma:
()
.
cos
)cos(
,,
cos),(
2
21
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
=Φ
=Φ
∫∫∫
d
A
A
TM
ddAdTL
dd
ss
A
dss
sd
θ
θ
π
λλ
ωθλλ
ωλ
(3.11)
3.1.2. Alguns conceitos físicos
As leis de radiação apresentadas até o momento se referem apenas ao corpo negro.
Objetos reais não seguem estas leis em grande parte do espectro, embora possam se aproximar
do comportamento de um corpo negro em certos intervalos de comprimentos de onda
[19],
[20].
Nesta seção, serão apresentados os principais conceitos físicos envolvidos na emissão
da radiação em objetos reais, seguindo-se do conceito de corpo negro e as principais
diferenças entre o corpo negro, o corpo cinza e o radiador seletivo.
Em objetos reais, a emitância radiante é menor que a emitância radiante de um corpo
negro e, portanto é necessário caracterizar algumas propriedades dos objetos. Existem duas
relações entre as propriedades dos materiais que são muito importantes, a primeira relaciona
absortância, refletância e transmitância no equilíbrio da energia radiante, e a segunda é a Lei
de Kirchhoff que relaciona absortância e emissividade
[1], [19], [20].
Toda radiação eletromagnética, ao incidir sobre um corpo real, pode apresenta três
tipos de interação como mostrado na Figura 3.6
[1], [19], [20].
60
I
0
I
0
I
r
I
t
I
0
Reflexão
Transmissão
Absorção
Figura 3.6 – Corpo representado as três interações possíveis de ocorrer: a absorção, a reflexão
e a transmissão.
Uma fração da radiação incidente pode ser absorvida, refletida pela superfície do
corpo ou transmitida através do corpo quando este não é opaco
[19], [20].
Em geral, os corpos reais apresentam os três tipos de interação ao mesmo tempo sendo
um pouco transmissores, absorvedores e refletores. Cada uma destas possibilidades resulta de
interações entre a radiação e a matéria, que dependem fundamentalmente das características
da oscilação eletromagnética (comprimento de onda, estado de polarização, etc.) e das
propriedades do material (composição, estrutura cristalina, forma, etc.)
[19], [20].
A razão entre a intensidade da radiação refletida I
r
(λ), e incidente I
0
(λ) é chamada de
refletância, r(λ)
[19], [20].
()
(
)
()
λ
λ
λ
o
r
I
I
r =
(3.12)
A radiação ao interagir com a matéria pode perder parte de sua energia, sendo esta
absorvida pelo objeto. Isto se dá por diversos mecanismos físicos como emissão de
fotoelétrons, geração de portadores, e outros. As características do material, em especial a
61
estrutura eletrônica, e o comprimento de onda da radiação incidente definem o mecanismo e a
sua capacidade de absorção. Filmes semicondutores, por exemplo, absorvem a radiação em
determinados comprimentos de onda gerando pares elétron-buraco. Outro fator é a espessura
da camada de material atravessada pela radiação, quanto mais espessa maior a quantidade de
radiação absorvida
[19], [20].
A razão entre a intensidade da radiação absorvida pelo material I
a
(λ), e a incidente
I
0
(λ) recebe o nome de absortância a(λ) [19], [20].
()
(
)
()
λ
λ
λ
o
a
I
I
a =
. (3.13)
A parcela de radiação que atravessa objeto sem ser absorvida é chamada de radiação
transmitida. As características desta radiação dependem das interações que ocorreram
anteriormente, por exemplo, refração, interferência, difração e polarização, além da absorção
já citada. O feixe transmitido pode ser predominantemente formado por apenas um
comprimento de onda, ou pode estar polarizado
[19], [20].
Desconsiderado perdas da radiação incidente por reflexão, a relação entre a
intensidade incidente e a transmitida é dada por
[19], [20]
(
)
(
)
x
ot
eII
α
λλ
−
=
, (3.14)
onde I
t
(λ) é a intensidade da radiação transmitida após passar por uma espessura x do material;
I
0
(λ) é a intensidade incidente; α(λ) é o coeficiente de absorção óptico, que depende do
material, do comprimento de onda da radiação incidente e do tipo de interação que ocorre .
A razão entre a intensidade da radiação transmitida I
t
(λ)e da incidente I
0
(λ) define a
62
transmitância T(λ) desta forma
[19], [20]
()
(
)
()
λ
λ
λ
o
t
I
I
T =
. (3.15)
A soma dos três coeficientes definidos pelas equações (3.12), (3.13) e (3.15) para um
mesmo comprimento de onda λ, resulta na radiação incidente total I
0
(λ) definida por [19], [20]
()
(
)
(
)
(
)
λ
λ
λ
λ
taro
IIII
+
+
=
. (3.16)
ou
()
(
)
(
)
1
=
+
+
λ
λ
λ
Tar
. (3.17)
A segunda propriedade é a chamada emissividade (
ε) que descreve a fração da
emitância radiante produzida por uma superfície qualquer em relação à produzida por um
corpo negro à mesma temperatura. Logo, a emissividade espectral (ε(λ))
é a relação da
emitância radiante espectral de uma superfície (M(λ)) pela emitância radiante de um corpo
negro (M
BB
(λ)) à mesma temperatura e comprimento de onda [19], [20]
()
(
)
()
λ
λ
λε
BB
M
M
=
(3.18)
Pode-se dizer que existem três tipos de fontes de radiação que são caracterizadas pelo
modo como a emitância radiante espectral varia com o comprimento de onda: o corpo negro,
63
o corpo cinza e o radiador seletivo
[19], [20].
Kirchhoff sugeriu um corpo negro como um objeto oco (um tubo ou uma esfera vazia)
aquecido, feito de um material que não deixa passar a radiação e tem um pequeno orificio na
superfície do objeto. Quando a radiação incide no orificio e entra na cavidade, mesmo se a
parede interna da cavidade absorva parte da radiação e refleta o restante, o grande número de
reflexões dentro da cavidade resultaria numa absorção praticamente completa, como mostra a
Figura 3.7
[19], [20].
Figura 3.7 - Representação de uma cavidade de corpo negro.
Em um objeto em equilíbrio térmico, a quantidade de radiação absorvida em um
determinado comprimento de onda é igual à radiação emitida. Logo, o corpo negro tem
emissividade espectral e a absortância unitária. Embora esta seja uma definição teórica de um
corpo que não existe na prática, várias substâncias apresentam em determinadas faixas do
espectro eletromagnético características de emissão muito próximas às de um corpo negro
[19], [20].
A maioria dos corpos se comporta como radiadores seletivos nos quais a emissividade
varia com o comprimento de onda (λ). Além disso, o tipo de material e suas características
como cor, rugosidade e umidade também influenciam a emissividade e para facilitar algumas
64
pesquisas, é comum assumir que os objetos se comportam como um corpo cinza para
determinadas faixas espectrais.
Tal como um corpo negro, o corpo cinza também tem uma emissividade independente
do comprimento de onda, porém seu valor é inferior a unidade. A Figura 3.8 mostra a
emitância espectral para corpo negro, corpo cinza e radiador seletivo e a
Figura 3.9 apresenta a
emissividade espectral dos três tipos de fontes de radiação.
Figura 3.8 - Emitância radiante espectral dos três tipos de fontes de radiação.
CORPO CINZA
65
Figura 3.9 – Emissividade espectral em função do comprimento de onda das três fontes de
radiação.
Pode-se notar que as formas das curvas do corpo negro e do corpo cinza de ambos os
gráficos mostrado na Figura 3.8 e 3.9 mudam drasticamente comparadas à curva do radiador
seletivo.
3.1.3. Transmissão Atmosférica
Além das características da fonte, a transmissão da radiação infravermelha através da
atmosfera exerce um papel importante na detecção da radiação infravermelha na faixa do
infravermelho. Esta seção abordará alguns dos principais fatores que interfere nesta
transmissão.
Algumas das condições climáticas que afetam a propagação do infravermelho são a
nevoa, a chuva, umidade e nevoeiro
[2]. A nevoa é causada por pequenas partículas suspensa
no ar. O nevoeiro é causado por partículas de água em suspensão no ar como resultado da
condensação do vapor de água em camadas mais baixas da atmosfera. Nos dois casos, essas
partículas causam o espalhamento da radiação. O vapor de água absorve mais a radiação
infravermelha na região de 8 a 12 µm do que na região de 3 a 5 µm. Para condição de alta
umidade, a região de 3 a 5 µm é a melhor escolha porém em dias ensolarados, a reflexão da
luz do sol entre 3 e 5 µm afeta a detecção nesses comprimento de onda. No caso de chuva ou
nevoeiro, a radiação infravermelha é atenuada tanto na região de 8 a 12 µm quanto na região
de 3 a 5 µm devido à combinação de espalhamento e absorção
[2].
Deve-se considerar o efeito da atmosfera no instrumento de operação e nos dados
resultantes, a menos que o instrumento seja operado em uma atmosfera especial ou em vácuo,
onde a absorção da atmosfera não representa um problema. Cuidados devem ser exercidos nas
66
regiões onde existe banda de absorção atmosférica, dependendo da precisão desejada, pode
ser necessário purgar o caminho óptico para eliminar, por exemplo, o vapor d’água e o CO
2
,
para realizar a análise quantitativa
[2].
A Figura 3.10 mostra o espectro de transmissão da atmosfera terrestre na faixas do
infravermelho. O espectro corresponde a uma camada de 1830 m de ar ao nível do mar com
40% de umidade relativa a 25
o
C. As regiões mais afetadas pela absorção atmosférica são 2,7
µm, 4,3 µm e 14,9 µm; absorção por moléculas de CO
2
. Além da faixa de 5,5 a 7,5 µm onde
há absorção por moléculas de H
2
O [2].
Figura 3.10 – Espectro de Transmissão no Infravermelho da Atmosfera.
Fonte: Adaptada de Hudson, p. 115
[1].
O Nitrogênio (N
2
) não apresenta linhas de absorção nesta faixa do infravermelho e,
portanto, pode ser usado para purgar o caminho óptico.
3.1.4. Fontes artificiais de Radiação Infravermelha
Nesta seção serão abordadas algumas das fontes de radiação mais usadas em
67
laboratórios. A maioria delas são constituídas basicamente por sólidos inertes aquecidos
eletricamente. As fontes mais otimizadas são o emissor Nernst Glower, o Globar, as
Lâmpadas de Tungstênio e Arco de Carbono
[1].
O emissor de Nernst Glower é uma mistura de óxido de zircônio e ítrio em forma de
cilindro com 2 mm de diâmetro por 30 mm de comprimento, pode ser aquecido a uma
temperatura de até 2000
K aproximadamente. Necessita operar com resistência de
compensação, regulador automático de tensão, ventilação para liberar o calor dos óxidos
evaporados e ser pré-aquecido porque não é condutor quanto está frio. A emissividade do
Nerst Glower varia com o comprimento de onda, mas se mantém quase uniforme em torno de
0,6 na faixa de 2 a 15 µm
[1].
A fonte Globar, formada por um composto sinterizado de carbeto de sílicio em forma
de cilindro, pode ser posta em funcionamento a uma temperatura de cerca de 1500 K e
apresenta emissividade razoavelmente uniforme em função do comprimento de onda, sendo
cerca de 0,8 na faixa de 2 a 15 µm e não necessita ser pré-aquecido. A fonte Globar é menos
intensa que a Nernst, mas é mais satisfatória acima de 15 µm, porque a sua emissividade decai
mais lentamente
[1].
O arco de carbono é uma descarga elétrica no ar entre dois eletrodos de carbono e
atinge uma temperatura da ordem de 6000 K apresenta mais radiância que o Globar e o Nerst,
porém, sua emissividade decresce na faixa do infravermelho de 2 a 10 µm
[1].
As lâmpadas de filamento de tungstênio são aproximadamente corpos cinzas no
visível com uma emissividade entre 0,45 e 0,50. Pequenas lâmpadas de filamento de
tungstênio podem ser usadas como fontes pontuais. Lâmpadas de tungstênio-halógenas
possuem uma vida útil muito longa e geralmente operam a uma temperatura muito alta com
uma alta emissão por radiação. Tais lâmpadas são freqüentemente chamadas de iodo-quartzo
e são extremamente compactas.
68
3.2. Fotodetectores de Infravermelho a Poços Quânticos
No decorrer desta seção serão abordados os principais conceitos físicos de um
fotodetector de infravermelho a poços quânticos, a fim de facilitar a compreensão do
funcionamento do QWIP. Ao final desta seção serão abordadas as figuras de mérito relevantes
na avaliação de desempenho dos dispositivos, as quais são importantes na comparação entre
tecnologia distintas de detectores de infravermelho.
3.2.1. Desenvolvimento Histórico dos QWIP
A sugestão do uso de poços quânticos para dispositivos infravermelhos (IR) foi
primeiramente documentada por Chag, em 1977, e por Esaki e Sakaki, em 1977. O primeiro
experimento feito usando poços quânticos para detecção IR foi relatado por Chui, em 1983, e
Smith, em 1983. Proposta específica de fotodetectores juntamente com a teoria foram feitas
primeiramente por Coon e Karunasiri, em 1984, e Goosen e Lyon, em 1985/1988. A primeira
observação experimental de transições ópticas intrabanda em semicondutores a poços
quânticos foi desenvolvida por West e Englash, em 1985. Posteriormente, uma forte absorção
intrabanda e o deslocamento Stark foram observados por Harwit e Harris, em 1987. A
primeira demonstração de fotodetectores IR a poços quânticos (QWIPs) foi feita por Levine et
al. (1987)
[12], desde então, um grande progresso foi feito pelo grupo de pesquisa da Bell
Laboratories (veja Levine et al
[12]). Pesquisas recentes desses detectores já chegaram ao
desenvolvimento de grandes matrizes de alta uniformidade e sensibilidade, demonstradas por
vários grupos
[4].
69
3.2.2. Heteroestruturas
Em um material semicondutor o intervalo de energia entre a banda de valência e a
banda de condução é denominado de gap de energia. Quando duas camadas de
semicondutores com diferentes valores de gap são crescidas uma no topo da outra, uma
heterojunção é formada, isso pode ser obtido fazendo uma seleção de materiais
semicondutores com afinidade química e estruturas cristalinas compatíveis. O crescimento
epitaxial permite a combinação/crescimento de vários tipos de semicondutores. Dentre as
técnicas mais utilizadas pode-se citar o MBE (Molecular-beam epitaxy) e o MOCVD (Metal
Organic Chemical Vapor Deposition), que permitem um alto controle da composição local
podendo construir heteroestruturas com interfaces abruptas numa escala atômica [21], [22].
Quando se forma uma heterojunção, surge uma quase descontinuidade na banda de
condução na interface entre os dois materiais semicondutores. Isto ocorre porque os valores
absolutos da energia da banda de condução em cada material são, em geral, diferentes [21],
[22].
3.2.3. Confinamento Quântico
Quando as dimensões de um sistema são comparáveis ao comprimento de onda de De
Broglie (λ
DB
) dos portadores de cargas,
pp
h
DB
h
==
π
λ
2
, (3.19)
70
onde p é o momento do portados de carga, o movimento desses portadores torna-se
quantizado, implicando em mudanças no espectro energético e nas propriedades dinâmicas de
elétrons e buracos no sistema. Se somente uma das direções é comparável a λ
DB
, o sistema
comporta-se dinamicamente como um sistema bidimensional (poços quânticos). No
semicondutor volumétrico, a densidade de estados de portadores varia de um modo contínuo,
e colocando-se barreiras de potenciais, limitando ou quantizando o movimento dos portadores
de cargas, ocorrerá uma “discretização” na densidade de estados que definem as energias
permitidas. Já quando, a limitação de movimento de portadores ocorre em duas ou em três
dimensões, serão obtidos sistemas unidimensionais (1D) (fios quânticos) e zero-dimensionais
(0D) (pontos quânticos) respectivamente. As diferentes possibilidades de “discretização” de
acordo com os vários tipos de confinamentos são mostradas qualitativamente na Figura 3.11
[21], [22].
Figura 3.11 - Confinamento das heteroestruturas em relação à dimensionalidade, (a) o
semicondutor volumétrico - 3D, (b) um poço quântico – 2D, (c) o fio quântico – 1D e (d) o
ponto-quântico – 0D e as respectivas densidades de estados que portadores de carga podem
apresentar.
Nota-se que no caso do semicondutor volumétrico, a densidade de estados g(E) varia
de modo contínuo e quando se colocam barreiras de potencial limitando o seu movimento em
uma, duas ou três direções, verifica-se a ocorrência de uma mudança na densidade de estados
71
de energia permitida.
A possibilidade do crescimento de várias heteroestruturas é restrita pelo valor da
constante de rede dos materiais semicondutores. Esses valores devem ser bem próximos para
que o crescimento ocorra sem o surgimento de defeitos e relaxações que podem vir a
prejudicar o desempenho do dispositivo, a Figura 3.12 mostra valores de gap e a constante de
rede para alguns materiais semicondutores volumétricos [21], [22].
Figura 3.12 – Representação do gap de energia e constante de rede de vários semicondutores
volumétricos a uma temperatura de 4,2 K.
Observe que pela exigência da compatibilidade da constante de rede estes
semicondutores podem ser divididos em cinco famílias distintas em termo da compatibilidade
do material do substrato. Uma dessas famílias é GaAs/Al
x
Ga
1-x
As e todo a fração molar do
Alumínio (x) é acessível, pois a constante de rede não varia significativamente neste caso.
72
Outro importante sistema inclui Ga
x
In
1-x
As
y
P
1-y
e Al
x
In
1-x
As , que são depositados sobre um
substrato de InP
[21].
3.2.4. Breve Descrição das Transições Intersubbanda (ISBT)
A física de forma detalhada para as ISBT ópticas em poços quânticos pode ser
encontrada em Choi et al [2], Levine et al [12], Emmanuel et al [21], Fox [22], Bastard [23],
Liu et al [24], Alves [25] e Souza [26]. Esta seção descreve as transições intersubbanda
somente para a banda de condução, que foram analisadas nas amostras deste trabalho.
Nos dispositivos QWIP formados com materiais semicondutores de gap direto, a
incidência de radiação normal à superfície não é absorvida pelo fato de que, para ocorrer a
transição intrabanda, é necessário que o campo elétrico da onda eletromagnética incidente
tenha componente normal ao plano dos poços quânticos, isto é, na direção z de crescimento.
Portanto, radiação incidente perpendicular aos QWIP, cujo campo elétrico se localiza no
mesmo plano dos poços quânticos não é absorvida. Devido a essa regra de seleção de
polarização é necessário que se crie mecanismos que acoplem a luz ao detector, tal regra, é
válida para poços quânticos onde a aproximação da massa efetiva é considerada.
Por causa da regra de seleção, a geometria de incidência normal da luz no wafer ou ao
longo da direção de crescimento não é adequada. É comum o uso da geometria de uma das
bordas polida 45
o
. Nessa geometria, metade da luz incidente é “perdida”, porém é simples e
conveniente o uso, além de ser usada como padrão de referência para determinação da
performance do detector.
A maioria das aplicações dos QWIPs requerem matrizes 2D onde esta geometria de
45
o
na face não é factível. Outras formas de acoplamento da luz são utilizadas.
Nas câmeras de QWIP usadas para imageamento, a luz deve ser acoplada
73
uniformemente às matrizes de sensores, FPA (2D), de modo que uma grade de difração ou
alguma estrutura semelhante deve ser fabricada sobre um lado dos detectores para
redirecionar a radiação com incidência normal para ângulos de propagação mais favoráveis à
absorção
[12].
Figura 3.13 – Esquema de acoplamento de luz para estruturas QWIP de GaAs/AlGaAs: (a) a
luz incidente é normal a uma face polida com um ângulo de 45
o
em relação aos poços
quânticos. (b) uma grade de difração usada para refletir a luz vinda através do substrato.
Fonte: NAG, p. 324
[28].
A Figura 3.13(a) mostra a face de um dispositivo QWIP polida 45
o
na extremidade
adjacente ao detector. Observa-se que o substrato, neste caso, é transparente ao comprimento
de onda de absorção do dispositivo. As amostras utilizadas neste trabalho foram medidas
utilizando esta geometria
[24].
A Figura 3.13(b) apresenta uma grade confeccionada na superfície superior do
dispositivo que difrata a luz normal incidente de volta para o detector em um ângulo que
resulta em componentes do campo elétrico na direção de crescimento dos poços quânticos,
melhorando a absorção
[24].
No caso de heteroestruturas, os níveis de energia da banda de condução podem ser
facilmente calculados através da resolução da equação de Schöedinger independente do tempo
74
definida por
)()()()(
2
2
*
2
rErrVr
m
rrr
h
Ψ=Ψ+Ψ∇−
. (3.20)
Considera-se z a direção de crescimento da heteroestrutura e o movimento da partícula
na direção x e y livre, a função de onda
)(r
r
Ψ
pode ser separada como mostrado na expressão
abaixo
),()()( yxzr
n
ψ
ϕ
=
Ψ
r
. (3.21)
Considere o modelo de um poço quântico com barreira infinita com potencial nulo
(V=0) para 0 < z < L
w
e potencial infinito (V=∞) para z ≤ 0 ou z ≥ L
w
. Neste caso, a equação
de Schoedinger independente do tempo, unidimensional, na região do poço é dada por
)()()()(
2
2*
2
zEzrVz
dz
d
m
nnnn
ϕϕϕ
=+−
h
, (3.22)
sendo E
n
> 0.
Levando-se em consideração as condições de contorno φ
n
(0)= φ
n
(L
w
)=0 para o caso da
barreira de potencial infinito, baseado na equação (3.22) obtém-se as seguintes soluções para
os autoestados da função de onda e autovalores de energia [21], [24].
()
[]
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
⋅
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
=Ψ
=
Ψ
rki
A
L
zn
sen
L
r
yxzr
ww
n
r
r
r
r
exp
12
)(
),()()(
π
ψ
ϕ
(3.23)
75
e
*
22
2
*
2
22 m
k
L
n
m
E
w
n
r
hh
+
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
=
π
, (3.24)
onde L
w
é a largura do poço, A é a constante de normalização da função de onda no plano x-y,
n é o numero quântico e inteiro positivo,
k
r
é o vetor de onda no plano x-y e m
*
é a massa
efetiva no poço quântico
[24].
Este é o caso mais simples que permite a obtenção dos valores dos níveis de energia
dentro do poço quântico e das funções de onda dos elétrons nesses níveis.
O problema real apresenta maior complexidade, por exemplo, os poços possuem
barreira finita, e pode ocorrer o tunelamento. Neste caso, as autofunções possuem um termo
indicando o decaimento exponencial da função dentro da barreira, além disso, o coeficiente de
absorção intersubbanda dependerá da regra de ouro de Fermi para se determinar a taxa de
transição induzida dos elétrons (banda de condução).
3.2.5. Tipos de QWIPs
Os QWIPs são formados por várias estruturas de múltiplos poços quânticos com
transições ópticas intrabanda de vários tipos, simétricos, assimétricos que podem ter dopagem
tipo-n ou tipo-p e outros.
Considerando as transições ópticas possíveis os QWIP podem ser do tipo estado ligado
para estado ligado (B-B), estado ligado para o contínuo (B-C), estado ligado para o quase-
contínuo (B-Q), banda larga, minibanda ligada para minibanda ligada (BM-BM), minibanda
76
ligada para minibanda no contínuo (BM-CM) e estado ligado para minibanda (B-M), segundo
a classificação citada por Gunapala et al
[4], abaixo segue os tipos de QWIP devido às
transições apresentadas formados por MQW com dopagem tipo-n.
1) Tipo estado ligado para estado ligado (B-B)
Neste tipo de QWIP ocorrem transições intrabanda entre dois estados ligados e foi
demonstrado por Levine et al
[12], a Figura 3.14 mostra uma estrutura de MQW produzida
com apenas dois estados ligados dentro do poço quântico e o mecanismo de geração da
fotocorrente
[4]. Trata-se do primeiro QWIP demonstrado.
Figura 3.14 – Diagrama de bandas de condução para um QWIP B-B que mostra a
fotocondutividade produzida pela transição intrabanda e o tunelamento para fora do poço.
Fonte: Gunapala et al, p.202
[4].
Neste caso, após a absorção dos fótons no infravermelho os portadores de cargas
fotoexcitadas tunelam para fora do poço. Essas cargas fotoexcitadas que escapam do poço
podem ser transportados ao longo do plano do poço no estado acima da barreira devido ao
campo elétrico aplicado, as barreiras bloqueiam o transporte de portadores no estado
77
fundamental nos poços quânticos, diminuindo a corrente de escuro. Logo, os QWIPs são
baseados no tunelamento e transporte de portadores de cargas fotoexcitadas perpendicular aos
poços quânticos
[4].
2) Tipo estado ligado para o contínuo (B-C)
Neste tipo de QWIP, diminui-se a largura dos poços quânticos de um QWIPs B-B, até
que se tenha um estado ligado, assim a absorção será entre os estados ligados e estados no
contínuo acima das barreiras. A Figura 3.15 ilustra a banda de condução de um QWIP B-C
[4].
Figura 3.15 - Diagrama de bandas de condução para um QWIP B-C, mostrando a
fotoexcitação e o processo de transporte de elétrons quentes.
Nos QWIPs deste tipo, os elétrons fotoexcitados para o contínuo podem escapar do
poço quântico sem que ocorra o tunelamento através da barreira, permitindo um aumento da
espessura da barreira reduzindo o tunelamento do estado fundamental sem que ocorra uma
diminuição significativa na coleta dos fotoelétrons. Uma das principais vantagens desta
estrutura é que os elétrons fotoexcitados podem escapar do poço quântico sem tunelamento
através da barreira, isto facilita o processo de geração de fotocorrente. A tensão de
78
polarização requerida para coletar de forma eficiente os fotoelétrons pode ser reduzida
sensivelmente, diminuindo a corrente de escuro
[4], [12].
3) Tipo estado ligado para o quase-contínuo (B-Q)
Este é um fotodetector a poços quânticos com transição entre um estado ligado dentro
do poço e um estado quase-ligado (B-Q) através do posicionamento do primeiro estado de
energia excitado na borda do poço. Este tipo de QWIP apresentou um melhor desempenho
que o B-C devido à diminuição da corrente de escuro conforme visto na Figura 3.16
[4], onde
mostra a corrente de escuro de um QWIP tipo B-C e logo abaixo a corrente de escuro de um
QWIP tipo B-Q, que apresentou valores 10 vezes menores que o QWIP B-C. A Figura 3.16
também represena juntamente com o gráfico da corrente de escuro o esquema da banda de
condução e o processo de fotoexcitação do QWIP B-C e do QWIP B-Q.
79
Figura 3.16 – Comparação da corrente de escuro de dois QWIPs XIR, um B-C e outro B-Q,
em função da polarização em T = 45K. Pode-se observar a significativa redução da corrente
de escuro para o detector com transição para o estado quase ligado.
Fonte: Gunapala et al, p.204
[4].
Em temperaturas acima de 45 K a corrente de escuro do QWIP é dominada pela
emissão termiônica dos elétrons no estado fundamental, dentro do poço para o contínuo de
energia. A diminuição da corrente de escuro no QWIP B-Q ocorre ao se posicionar o primeiro
estado excitado no topo do poço quântico, assim a barreira para emissão termiônica se torna
maior do que no QWIP B-C e igual à barreira para fotoionização como ilustrado na Figura
3.16. Para o QWIP B-C a barreira de energia para emissão termiônica é aproximadamente de
10 – 15 meV menor do que para a fotoionização
[4].
4) Tipo banda-larga
80
O QWIP banda larga possui uma estrutura de MQW não simétrico, que é baseado em
um repetição periódica de um conjunto de poços e barreiras com parâmetros ligeiramente
diferentes, tais como largura de poço e altura da barreira. O primeiro dispositivo baseado
nesse tipo de estrutura foi demonstrado por Bandara, em 1998, e continha 33 conjunto de 3
poços de GaAs, com barreiras de AlGaAs com 575Å de espessura separando os conjuntos
entre si. A espessura dos três poços foi projetada para responder em torno de 13, 14 e 15 µm
respectivamente. Esses poços são separados por uma barreira de AlGaAs com 75Å de
espessura. A fração de Al nas barreiras foi escolhida de tal modo que o poço de 13 µm opere
no modo B-Q a Figura 3.17 mostra o diagrama da banda de condução de um QWIP de banda
larga sob a aplicação de um campo elétrico externo e os possíveis caminhos de geração da
corrente de escuro e fotocorrente no dispositivo sob uma tensão de polarização
[4].
Figura 3.17 - Diagrama de bandas de condução em um QWIP de banda larga sob a aplicação
de um campo elétrico externo.
Fonte: Gunapala et al, p.205
[4].
5) Tipo minibanda ligada para minibanda ligada (BM-BM)
Para que minibandas de energia surjam é necessário construir superredes considerando
o mesmo procedimento para construção de MQW. A Figura 3.18 ilustra as superredes
construídas através da sobreposição de camadas dos materiais semicondutores A e B, o
81
processo de penetração das funções de onda nas barreiras e poços e a formação das
minibandas de energia para os elétrons e buracos ao longo da super-rede.
Figura 3.18 – (a) Superredes construídas por semicondutores A e B, (b) Penetração das
funções de onda nas barreiras e poços, (c) Formação das minibandas de energia para elétrons
e buracos.
Se a distância entre dois poços consecutivos é suficientemente pequena, é possível que
os elétrons tunelem pela barreira e passem de um poço para outro, em virtude da penetração
da função de onda dos elétrons na barreira e em outros poços. Assim as funções de onda dos
poços individuais tendem a se superpor devido ao tunelamento. Os níveis de energia de um
poço para o outro são ressonantes e os elétrons tunelam pela barreira sem mudar sua energia.
As minibandas ocorrem quando a tensão de polarização através de um período da
superrede se torna menor que a largura da minibanda
[4].
Os detectores de infravermelho baseados em superrede com transição entre dois
estados ligados, cada um pertencente a uma minibanda, ou seja, duas minibandas abaixo do
topo da barreira são denominados de minibanda ligada para minibanda ligada (BM-BM)
[4].
Nos detectores com minibandas a fotoexcitação ocorre entre a minibanda fundamental
e a primeira minibanda excitada e o transporte dos elétrons fotoexcitados ocorre ao longo da
minibanda excitada. A Figura 3.19 demonstra o diagrama da banda de condução de um QWIP
82
BM-BM juntamente com os parâmetros de projeto do fotodetector desenvolvido por Bandara,
em 1992, para reduzir a corrente de escuro devido ao tunelamento na minibanda de mais
baixa energia
[12].
Figura 3.19 – Parâmetros e diagrama de banda de condução de um QWIP BM-BM
Fonte: Gunapala et al, p.207
[4].
6) Tipo minibanda ligada para minibanda no contínuo (BM-CM)
O QWIP minibanda ligada para minibanda no contínuo (BM-CM) surge com
posicionamento da minibanda de estados excitados dentro do contínuo. Com isso, o transporte
dos elétrons fotoexcitados pode ser melhorado, semelhante ao caso dos QWIP (B-C).
Portanto, se espera que os detectores baseado na fotoexcitação de uma minibanda no estado
fundamental abaixo do topo da barreira para outra minibanda de estado excitado acima da
barreira apresente um desempenho superior. A Figura 3.20 mostra o diagrama da banda de
condução de um QWIP BM-CM e o processo de fotoexcitação. Gunapala, em 1991, propôs e
demonstrou que fotodetectores com transição entre uma minibanda ligada e outra no contínuo
QWIP (BM-CM). Este dispositivo apresentou uma melhoria de mais de uma ordem de
magnitude no transporte de elétrons e no desempenho do detector comparada com os QWIP
BM-BM. O aumento da responsividade do detector, devido ao posicionamento da minibanda
83
excitadas dentro do contínuo, produz, porém, um aumento da corrente de escuro termiônica
devido à menor altura da barreira
[4].
Figura 3.20 – Diagrama da banda de condução de uma estrutura BC-CM.
Fonte: Gunapala et al, p.207
[4].
7) Tipo estado ligado para minibanda (B-M)
Yu e Li, em 1991, propuseram e desenvolveram um dispositivo QWIP de transporte
em minibanda que contem dois estados ligados, sendo que o estado de maior energia está em
ressonância com a minibanda fundamental nas barreiras da super-rede (Figura 3.21).
Neste caso, a radiação infravermelha é absorvida nos poços quânticos dopados
provocando a excitação de elétrons para a minibanda. Esses elétrons fotoexcitados são
transportados dentro da minibanda até serem coletados ou esses elétrons podem ser
recapturados em outro poço quântico. O princípio de operação dessa estrutura é análogo ao
QWIP B-C, sendo que os estados contínuos acima das barreiras são substituídos por
minibandas ao longo das barreiras. Os QWIP B-M apresentam um ganho fotocondutivo
inferior ao dos QWIP B-C devido ao transporte de elétrons fotoexcitados que ocorrerem
dentro da minibanda, assim os elétrons precisam de tunelar por várias barreiras finas de
84
potencial, resultando numa baixa mobilidade
[12].
Figura 3.21– Diagrama da banda de condução da estrutura de QWIP B-M.
Fonte: Levine, p. R58
[12].
Yu, em 1992, propôs uma estrutura de QWIP B-M de passo (step bound-to-miniband),
visando à diminuição da corrente de escuro melhorando o desempenho do detector. Essa
estrutura consistiu de superredes de AlGaAs/GaAs e entre cada super-rede, são construídos
poços quânticos mais profundos, a Figura 3.22 demonstra a banda de condução dessa
estrutura juntamente com a minibanda
[12].
Figura 3.22 – Diagrama da banda de condução para estruturas de QWIP B-M de passo.
Fonte: Levine, p. R58
[12].
3.2.6. Figuras de Mérito
85
A dificuldade de medir as características de um detector de infravermelho para relatar
seu desempenho está no grande número de variáveis envolvidas experimentalmente, como por
exemplo, ambiental, elétrica e parâmetros de radiometria que devem ser considerados e
controlados cuidadosamente
[12].
Nesta seção, são apresentados alguns testes que podem ser realizados nos detectores
de infravermelho. Restringimos as considerações das figuras de mérito apenas para detectores
que geram um sinal elétrico na saída do detector como resposta à radiação incidente.
Visando facilitar a comparação entre vários detectores usam-se as figuras de méritos,
que são um conjunto de medidas do detector que define seu desempenho. As figuras de mérito
mais comuns serão discutidas a seguir de acordo com o trabalho de Gunapala et at
[12].
3.2.6.1.Ganho de Fotocondutividade e Fotocorrente
A Figura 3.23 mostra um esquema simples de um fotodetector de área A
d
, espessura L
e um fluxo óptico Φ
s
incidindo perpendicularmente sobre a sua superfície.
Figura 3.23 – Geometria do detector sob a incidência de radiação infravermelha.
86
Fonte: Gadir et al, p.5821
[33].
A intensidade do fluxo, para dado comprimento de onda, decresce exponencialmente
com a profundidade de penetração z devido à absorção óptica do material
[33].
)(
)1()(
az
s
erz
−
−Φ=Φ
(3.25)
onde r é a refletância da superfície e a é a absortância do material
[33].
A taxa de geração de cargas fotoexcitadas G(z) por unidade de volume, considerando a
absorção apenas por fotoexcitação é dada por
[2], [33]
,
)(1
)(
dz
zd
A
zG
d
Φ
−=
(3.26)
)(
)1()(
z
s
d
er
A
zG
α
α
−
−Φ=
∴
. (3.27)
Em estado de equilíbrio, a densidade de cargas fotogeradas P(z) é constante isto é,
[2],
[33]
0
)(
=
∂
∂
t
zP
(3.28)
Portanto, a taxa de geração deve ser igual à taxa de recombinação. Isso pode ser
descrito pelo tempo médio de recombinação dos elétrons (τ). A equação (3.28) pode ser
reescrita como
[2], [33]
87
0
)(
)(
)(
=−=
∂
∂
τ
zP
zG
t
zP
. (3.29)
Portanto, a partir da equação (3.29) a densidade de cargas fotogeradas pode ser
expressa da seguinte forma
[2], [33]:
τ
)()( zGzP
=
. (3.30)
A equação da densidade média dos fotoelétrons (
P
) ao longo da espessura da amostra
é dada por
[2], [33]
∫∫
==
LL
dzzG
L
dzzP
L
P
00
)(
1
)(
1
τ
(3.31)
,)exp()1(
0
∫
−−
Φ
=
L
d
s
dzzr
LA
P
α
α
τ
(3.32)
[]
,)exp(1)1(
d
s
d
s
LA
Lr
LA
P
τ
ηα
τ
Φ
=−−−
Φ
=
∴
(3.33)
onde η corresponde a eficiência quântica definida como a probabilidade de absorção de um
fóton no poço quântico para produzir um carga (q) fotoexcitada. A eficiência quântica é dada
por
[2], [33]:
[
]
)exp(1)1( Lr
α
η
−
−
−
=
. (3.34)
A partir da equação (3.34), observa-se que a eficiência quântica aumenta com o
aumento da espessura do detector
[2], [33].
88
Se uma tensão elétrica for aplicada entre as superfícies superior e inferior, a
fotocorrente (I
p
) gerada pode ser escrita como [2], [33]
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
Φ==
L
qqPAI
sdp
υτ
ηυ
)(
, (3.35)
onde υ é a velocidade de deriva das cargas fotoexcitadas.
Considerando que os elétrons são as cargas fotoexcitados, a equação (3.35) pode ser
reescrita em termos da velocidade de deriva dos elétrons υ
e
e da carga elétrica do elétron e a
fotocorrente
,
)(
geI
L
eI
sp
e
sp
Φ=
∴
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
Φ=
η
τυ
η
(3.36)
onde g é conhecido como o ganho fotocondutivo e pode ser interpretado como a razão entre o
livre caminho médio dos elétrons (τυ
e
) e a espessura do detector (L) [2], [33]
L
g
e
τ
υ
=
. (3.37)
Considerando um típico QWIP, onde a corrente de escuro é dominada pela emissão
termiônica, o ganho do ruído e o ganho de fotocondutividade pode ser escrito em termos de
probabilidade de captura nos poços quânticos (P
c
), probabilidade de captura do elétron pelo
próximo período de MQW, e o número de poços quânticos N na região dos múltiplos poços
quânticos (MQW)
[12], [33].
89
A Figura 3.24 demonstra esquematicamente o modelo de fotocorrente da estrutura de
múltiplos poços quânticos (MQW) definida em Levine et al
[12].
Figura 3.24 – Representação dos mecanismos de geração de fotocorrente.
Fonte: Levine et al, pág R28
[12].
A fotocorrente total é composta pela fotocorrente remanescente formada pelos elétrons
não capturado pelo poço [(1-P
c
)I
p
] e pela fotocorrente gerada pela emissão dos elétrons a
partir do poço [(1-P
c
)i
p
], sendo que P
c
é a probabilidade de captura do poço quântico.
Portanto, a fotocorrente total (I
P
) pode ser definida como [2], [33]:
pccP
pcPcP
iPPI
iPIPI
)1(
,)1()1(
−=
∴
−
+
−
=
(3.38)
Usando a definição de fotocorrente dada pela equação (3.36), a fotocorrente emitida
por um único poço quântico é dada por:
swp
ei
Φ
=
η
(3.39)
90
sendo η
w
eficiência quântica de um único poço quântico com ganho unitário.
Partindo da definição de fotocorrente (equação 3.36) a fotocorrente total (I
P
) também
pode ser definida como:
geI
sp
Φ
=
η
, (3.40)
sendo η a eficiência quântica total da estrutura de MQW constituída por um número de N
w
poços quânticos no QWIP e considera-se a carga fotoexcitada como um elétron (q = e)
[2],
[33].
Admitindo-se que a quantidade de cargas escapando do poço é igual à quantidade de
cargas capturada pelo poço, tem-se que (P
c
I
p
= (1-P
c
)i
p
), e combinando as expressões (3.38) e
(3.39), a fotocorrente total em uma estrutura de MQW pode então ser representada por
[33]:
swccs
ePgPe
Φ
−
=
Φ
η
η
)1( . (3.41)
O ganho fotocondutivo total obtido a partir da expressão (3.41) acima pode ser
expresso por:
c
wc
P
P
g
η
η
)1(
−
=
∴
. (3.42)
Assumindo que a eficiência quântica η < 1 e considerando η
≈
N
w
η
w
, pode-se
reescrever a equação (3.42) da forma:
91
wc
c
NP
P
g
11
−
≈
∴
. (3.43)
3.2.6.2.Espectro de absorção
O coeficiente de absorção é a um parâmetro importante usado no desenvolvimento dos
projetos de fotodetectores. As heteroestruturas de semicondutores são otimizados para um
espectro de absorção requerido e o coeficiente de absorção é medido após o crescimento da
amostra, antes da fabricação do dispositivo
[12].
Para o nosso caso, o coeficiente de absorção para poços quânticos com transições de
estado ligado para o contínuo tem amplitude menor e espectro mais largo que os poços
quânticos com transições de estado ligados para estados ligados. Esse fato é atribuído à
conservação da integral da força do oscilador
[12], [17], [21], [22], [23], [24].
Matematicamente o espectro é definido como
[2], [12],
constante≈
∆
D
p
N
λ
λ
α
(3.44)
onde α
p
é o pico do coeficiente de absorção; ∆λ/λ é a largura da banda de absorção; N
D
é a
densidade de dopagem no poço.
A absorção é medida, em geral, usando um espectrômetro de infravermelho de
Transformada de Fourier (FTIR) obtendo o espectro de absorção [25].
3.2.6.3.Responsividade
A responsividade de um detector de infravermelho é definida como a razão entre o
92
valor rms da componente fundamental do sinal elétrico de saída do detector e o valor rms da
componente fundamental da potência de radiação na entrada. A responsividade espectral de
tensão (ou corrente) é dada por
[1]:
]/[
)(
)(
]/[
)(
)(
WA
I
R
WV
V
R
e
s
e
s
λ
λ
λ
λ
Φ
=
Φ
=
(3.45)
onde Φ
e
(λ) é a potência de radiação espectral incidente no detector, V
s
e I
s
é respectivamente o
sinal de tensão e o sinal de corrente (fotocorrente) devido ao fluxo de radiação incidente.
Adicionalmente, é possível obter a responsividade teoricamente, sendo definida como
a fotocorrente por potência óptica incidente (P
s
) [2]
]/[ WA
P
I
R
s
p
= (3.46)
onde P
s
= Φ
s
hν. Reescrevendo a responsividade (R) substituindo a fotocorrente (I
p
) pela
expressão dada na equação (3.36), tem-se:
g
h
e
R
h
ge
R
s
s
ν
η
ν
η
=
Φ
Φ
=
(3.47)
A equação 3.47 pode determinar a responsividade teoricamente, mas também pode ser
utilizada para determinar a responsividade a partir de dados experimentais dos valores da
93
eficiência quântica (η).
3.2.7. Corrente de Escuro
A corrente de escuro é um dos parâmetros mais importantes que limitam o
desempenho de um fotodetector de infravermelho. É a corrente que flui ao longo de um
detector, com determinada tensão de polarização, na ausência de radiação infravermelha
[12].
Nos QWIPs, a corrente de escuro é a principal fonte de ruído do detector em altas
temperaturas. Assim, os detectores QWIP são, em geral, resfriados no intervalo de 50 - 77K
para reduzir a corrente de escuro
[3], [12].
No caso de um poço quântico, os elétrons são confinados na direção do crescimento
(denominemos z) e circulam livremente nos outros dois sentidos (x,y). A energia total dos
elétrons é a soma da energia do estado do poço unidimensional somada à energia de
deslocamento no plano das camadas.
Existem, basicamente, três mecanismos que geram a corrente de escuro no dispositivo
a poços quânticos que podem ser facilmente identificados e está ilustrado na Figura 3.25
[12].
94
Figura 3.25 - Três mecanismos de geração da corrente de escuro em um fotodetector QW: (1)
tunelamento do estado fundamental, (2) tunelamento assistido termicamente e (3) emissão
termiônica.
O primeiro mecanismo ocorre devido a uma seqüência de tunelamento ressonante que
ocorre quando o elétron no estado fundamental deslocar-se pela barreira para poço quântico
seguinte. Esse mecanismo independe da temperatura e predomina em baixas temperaturas de
operação dos dispositivos. Para superar este efeito, barreiras mais espessas podem ser
incorporadas entre os dois poços
[12].
O segundo mecanismo predomina em médias temperaturas (40 - 70 K), é o
tunelamento assistido termicamente, processo que envolve a excitação térmica dos elétrons e
posteriormente o tunelamento através da barreira, podendo ser facilitado por estados de
defeito que surgem na parte triangular na barreira formada sob aplicação de uma tensão de
polarização. Para superar este efeito, tensão de polarização (veja Figura 3.26(b)) deve ser
reduzida.
Figura 3.26 –Esquema representando as estruturas de múltiplos poços quânticos sem tensão
de polarização (a) e quando aplicada a tensão de polarização (b).
O terceiro mecanismo ocorre pela emissão termiônica, elétrons são excitados
termicamente para o estado no contínuo fora do poço e ocorre em elevadas temperaturas. Para
95
reduzir esse efeito a profundidade do poço e a concentração de dopantes devem ser
otimizados
[12], [25].
Teoricamente, para se fazer uma estimativa da corrente de escuro, costuma-se assumir
um campo elétrico aplicado uniforme nos MQWs e um equilíbrio termodinâmico das cargas.
A corrente de escuro é calculada em função da tensão de polarização, segundo Levine
et al,
[12] como sendo:
dD
AVVenVI )()()(
*
υ
=
, (3.48)
onde A
d
é a área do dispositivo, e é a carga do elétrons, υ(V) é a velocidade média de deriva
dos elétrons, n*(V) é o número efetivo de elétrons termicamente excitado para fora do poço.
A diminuição da temperatura é o principal mecanismo para reduzir a corrente de
escuro por emissão termiônica nos detectores
[12].
3.2.8. Detectividade
A potência equivalente ao ruído (NEP) descreve o menor nível de radiação detectável
no detector. De uma forma mais precisa o NEP é a potência de radiação incidente sobre o
detector que produz um sinal de saída igual ao ruído dado por
[2], [26]
R
I
NEP
n
=
, (3.49)
neste caso R é a responsividade e I
n
corresponde à corrente de ruído no detector.
O NEP é também definido como o nível de sinal que produz uma relação sinal-ruído
96
unitária. Jones (1952) verificou que o NEP é diretamente proporcional à raiz quadrada da área
do detector e da largura de banda de freqüência da medida
fA
d
∆ .
É mais conveniente comparar diferentes detectores utilizando a detectividade D,
definida como o inverso do NEP:
NEP
D
1
=
. (3.50)
A detectividade normalizada (D
*
) para um detector de área A
d
e largura de banda de
ruído ∆f é a definido por
0*
p
n
dd
R
I
fA
NEP
fA
D
∆
=
∆
=
. (3.51)
A importância de D
*
é que esta figura de mérito permite a comparação entre detectores
do mesmo tipo, mas com áreas diferentes, sendo também definida como a relação sinal-ruído
rms (para uma largura de banda de 1 Hz) por unidade rms de potência de radiação incidente
(H), sendo expressa em cmHz
1/2
W
-1
e dada por:
n
s
d
I
I
A
f
H
D
∆
=
1
*
. (3.52)
Um valor de Detectividade (D
*
) maior implica em um NEP menor e, portanto, um
detector mais sensível [2], [26].
As fontes básicas de ruído associadas a um fotodetector podem ser dividas em dois
grupos: o ruído devido à flutuação de fótons que pode estar relacionado à fonte óptica ou a
97
radiação de fundo e o ruído gerado no detector. Os tipos de ruído gerados no QWIP são o
ruído térmico, ruído de geração-recombinação e o ruído flicker. O ruído térmico no QWIP
pode ser atribuído ao movimento randômico dos portadores de cargas, sendo produzido pela
flutuação das cargas e está diretamente relacionado com a temperatura do detector. No
semicondutor, a flutuação no número de cargas pode ser causada pela geração e combinação
de doadores, centros de recombinação na estrutura e outros, portanto, a resistência flutua. Este
ruído é denominado de ruído de geração-recombinação (G-R). Muitas fontes de ruído têm
uma independência com o espetro de freqüência para baixas freqüências, visto que, a
intensidade do espectro diminui para altas freqüências. A única exceção é o ruído flicker (1/f),
o qual usualmente tem um espectro que varia com o inverso da frequencia (1/f) ao longo de
toda faixa de freqüência. Como resultado, o ruído flicker é denominado de ruído 1/f. Sua
causa é atribuída a irregularidades da superficie do detector e ruídos de contato. Segundo
Lloyde (1996), ele ocorre devido a variações nas resistências de contato causadas por
oscilações caóticas no estado potencial das superfícies. A seguir será discutido brevemente
cada fonte de ruído.
Ruído Térmico:
O ruído Johnson está associado à flutuação na velocidade dos portadores causada pelo
movimento termal dos portadores no elemento resistivo. O ruído Johnson pode ser calculado
através da mecânica estatística e considerando a distribuição estatística de Poisson. A
expressão da corrente de ruído Johnson é dada por
[2], [26]:
ℜ
∆
=
fkT
I
j
4
(3.53)
98
onde
ℜ
é a resistência do detector e ∆f é a largura de banda da freqüência medida dada por:
d
f
τ
2
1
=∆
(3.54)
onde τ
d
é o intervalo de tempo da medida.
O ruído Johnson é a fonte de ruído dominante para baixas tensões de polarização no
QWIP.
Ruído de geração-recombinação (G-R)
O ruído geração-recombinação (G-R) está associado à flutuação da corrente devido à
flutuação da densidade de portadores. Neste caso, existem um ruído associado com a geração
de portadores de cargas, chamado de ruído de geração e um ruído associado com o processo
aleatório de recombinação de portadores de cargas que também contribui para a flutuação na
densidade de portadores
[2], [26].
O ruído de geração-recombinação (G-R) considerando o processo de geração e
recombinação dos portadores de carga, a corrente deste ruído é dada por
[2], [26]
feIgI
dnGR
∆= 4 . (3.55)
onde I
d
é a corrente de escuro do dispositivo e g
n
é o ganho do ruído. Em fotocondutores, o
ganho do ruído g
n
é igual ao ganho fotocondutivo g (g
n
=g) e esta é uma boa aproximação para
efeitos práticos.
99
Ruído 1/f
A presença de imperfeições nos fotodetectores como, por exemplo, estado de
impureza pode causar flutuação na densidade de cargas móveis e na densidade de cargas
imóveis, com uma freqüência diferenciada para cada estado de impureza. A combinação de
diferentes respostas em freqüência é fonte de ruído flicker (1/f) [2],
[26].
O ruído G-R é associado com flutuação térmica e decaimento de cargas, portanto,
resultando na flutuação do número de portadores de cargas no QWIP. O ruído G-R é a fonte
de ruído dominantes nos QWIP fotocondutores.
Em geral, o ruído de corrente para o QWIP inclui dois componentes, um é o ruído da
corrente de escuro do QWIP (i
nd
) e outro é o ruído devido à radiação de fundo a 300K (i
nb
).
O ruído da corrente de escuro (i
nd
) é dado por:
⎪
⎩
⎪
⎨
⎧
ℜ
∆
−∆
=
Johnsonruídoopara
fkT
ãorecombinaçgeraçãoruídooparafeIg
i
dn
nd
4
4
(3.56)
O ruído de fótons da radiação de fundo é causado pela flutuação do número de fótons
de fundo absorvido pelo QWIP, este ruído pode ser calculado basicamente usando a estatística
de fótons incoerentes. O ruído de corrente gerado pelos fótons de radiação de fundo é dado
por
f
h
gei
b
nb
∆
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
Φ
=
ν
ηκ
222
4
, (3.57)
onde Φ
b
é a potência de radiação de fundo incidente, κ é o fator de correção de polarização, ν
100
é a freqüência dos fótons incidentes, e g é o ganho fotocondutivo.
O ruído de corrente total no QWIP é expresso como
()
,4
44
2
222
222
fIIegI
fgeIf
h
geI
iiI
bdn
d
b
n
ndnbn
∆+=
∆+∆
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
Φ
=
+=
ν
ηκ
(3.58)
onde
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
Φ
=
ν
ηκ
h
egI
b
b
é a corrente de fundo detectada no QWIP.
A relação entre o sinal e o ruído (SNR) do fotocondutor é dada pela razão entre a
fotocorrente e a corrente de ruído sendo
(
)
()
fIIeg
ge
I
I
N
S
bd
s
n
p
∆+
Φ
==
⎟
⎠
⎞
⎜
⎝
⎛
4
2
2
2
η
(3.59)
No decorrer deste capítulo foram abordados os conceitos fundamentais de emissão de
radiação por um corpo negro e como ocorre a transferência do fluxo de radiação, tendo sido
apresentados desde das leis da radiação de um corpo negro até os tipos de fontes artificiais de
radiação usadas em laboratórios além dos fatores envolvidos na transmissão atmosférica.
Na seção 3.2 foram apresentados o resumo do desenvolvimento histórico dos
fotodetectores de infravermelho a poços quânticos, além dos aspectos mais relevantes para a
compreensão do mecanismo físico envolvido em seu funcionamento. Ao final deste capítulo
forma abordadas as figuras de méritos relevantes na avaliação de desempenho dos detectores
de infravermelho, as quais como já dito, são importantes na comparação entre tecnologias
distintas.
101
4. Procedimento Experimental
Neste capítulo serão descritos os métodos utilizados para caracterização das amostras
de QWIPs desenvolvidas no projeto.
A primeira seção deste capítulo detalhará a composição das amostras de QWIPs
caracterizadas. As outras seções irão detalhar o procedimento de montagem e preparação do
experimento para caracterização das amostras, e os métodos utilizados para análise dos dados,
de acordo com as figuras de méritos: responsividade espectral, responsividade integral e
corrente de escuro. Por último, uma seção destina-se a apresentar os resultados experimentais
obtidos e discussões desses resultados.
4.1. Descrição das Amostras
As amostras de QWIP foram crescidas no Laboratório LabSem (PUC-RIO) pela
técnica de Epitaxia de Fase Vapor Metalorgânicos (Metalorganic Vapor Phase Epitaxy –
MOVPE).
Usou-se o acoplamento óptico de guia de onda a 45
o
pela borda do substrato como
mostrado na Figura 4.1.
102
Figura 4.1 – Estrutura de processamento das amostras.
Fonte: Souza, p.90
[26].
A estrutura semicondutora dos fotodetectores QWIP e os parâmetros de projeto que
determinaram as características finais do dispositivo são apresentados na Figura 4.2.
Substrato InP (350 µm)
InGaAs (Tipo-n Si 2x10
18
cm
-3
) (500nm)
Camada de Contato
Barreira Al
0,52
In
0,48
As (30 nm)
Poço In
0,53
Ga
0,47
As (Tipo-n Si 10
18
cm
-3
) (5nm)
Barreira Al
0,52
In
0,48
As (30 nm)
InGaAs (Tipo-n Si 2x10
18
cm
-3
) (500nm)
Camada de Contato
50 x
Substrato GaAs (450 µm)
GaAs (Tipo-n Si 10
18
cm
-3
) (500nm)
Camada de Contato
Barreira Al
0,27
Ga
0,73
As (30 nm)
Poço GaAs (Tipo-n Si 10
18
cm
-3
) (5nm)
Barreira Al
0,27
Ga
0,73
As (30 nm)
GaAs (Tipo-n Si 10
18
cm
-3
) (500nm)
Camada de Contato
50 x
(a) (b)
Figura 4.2 – Estrutura semicondutoras crescidas no LabSem (a) AMOSTRA I de QWIP de
MQW Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs e (b) AMOSTRA II de QWIP de MQW
In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As.
A Amostra I crescida sobre um substrato semi-isolante (substrato formado por
semicondutor intriseco com resistividade da ordem de 10
8
Ωcm, tornando o material quase
isolante
[10]) de GaAs de espessura de 450 µm orientado com o plano (100) paralelo a
superficie. A camada de contato de GaAs com espessura de 500 nm foi dopada com Si (N
D
=
103
1 x 10
18
cm
-3
). A estrutura de múltiplos poços quânticos (MQW) é composta de 50 poços de
GaAs de 50 Å dopados com Si (N
D
= 1 x 10
18
cm
-3
) e 51 barreiras de Al
0,27
Ga
0,73
As com
espessura de 300 Å
[26].
A Amostra II crescida sobre um substrato semi-isolante de InP de espessura de 350
µm orientado com o plano (100) paralelo á superficie. A camada de contato de InGaAs com
espessura de 500 nm foi dopada com Si (N
D
= 2 x 10
18
cm
-3
). A estrutura de múltiplos poços
quânticos (MQW) é composta de 50 poços de In
0,53
Ga
0,47
As de 30 Å dopados com Si (N
D
= 2
x 10
18
cm
-3
) e 51 barreiras de Al
0,52
In
0,48
As de 300 Å [26].
As Amostras I e II possuem área de 285 µm x 180 µm (5,13 x 10
-4
cm
2
) e uma janela
óptica de 120 x 120 µm
2
(1,44 x 10
4
µm
2
). O contato metálico foi depositado por evaporadora
de feixe de elétrons cuja composição é Ti/AuGe/Ni/Au
[26].
A Amostra I (Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs) fixa no suporte de encapsulamento é mostrado na
Figura 4.3. A descrição dos terminais identificando três dispositivos caracterizados
denominados por A, B e C é apresentada na Figura 4.4.
Figura 4.3 – Demonstração do encapsulamento realizado na amostra de QWIP.
Fonte: Souza, p.91
[26].
104
A
B
C
D
AB
C
D
Figura 4.4 – Esquema de conexões da Amostra I e identificação dos dispositivos
caracterizados.
A Figura 4.5 mostra a Amostra II de (In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As) fixa no porta-
amostra. A Figura 4.6 apresenta a descrição dos terminais conectados ao dispositivo da
Amostra II.
Figura 4.5 – Amostra II de In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As fixa no suporte.
105
Figura 4.6 – Esquema das conexões da Amostra II e identificação do dispositivo
caracterizado.
4.2. Caracterização do sistema QWIP
As principais figuras de mérito, mencionadas no capítulo 3, como corrente de escuro e
responsividade foram determinadas. Elas descrevem as características e desempenho dos
detectores.
Esta seção detalha o procedimento experimental e o sistema implementado durante o
trabalho para obtenção das figuras de méritos citadas das Amostras de QWIP.
4.2.1. Caracterização Corrente de Escuro (IxV)
A caracterização IxV da corrente de escuro foi feita usando um analisador de
parâmetros de semicondutores Kethley 4200 SCS (Semiconductor Characterization System).
A Amostra foi imersa em nitrogênio líquido (LN
2
), 77º K, no interior de uma Gaiola de
Faraday (feita para amenizar interferências eletromagnéticas). As Amostras foram colocadas
ainda dentro de uma caixa metálica escura e também imersa no LN
2
para blindar a radiação
infravermelha de fundo mostrado na Figura 4.7.
106
Figura 4.7 – Caixa metálica para blindagem da radiação infravermelha de fundo nas Amostras
de QWIP.
A montagem dos equipamentos de laboratório utilizados no sistema para obtenção das
curvas IxV no Laboratório de Caracterização de Dispositivos Semicondutores do Instituto de
Estudos Avançados (IEAv) é apresentada na Figura 4.8.
Figura 4.8 – Montagem experimental de um sistema de caracterização elétrica de corrente por
tensão (IxV) em laboratório do IEAv.
Esta seção apresentou o procedimento experimental além do método e equipamentos
usado para caracterização da corrente de escuro dos dispositivos.
107
4.2.2. Caracterização da Responsividade
A responsividade envolve a medida dos níveis de sinal produzidos pelos detectores,
sob determinadas condições de operação, permitindo a comparação, qualitativa e quantitativa,
entre dispositivos semelhantes.
A medição da responsividade foi efetuada no Laboratório de Radiometria e Calibração
de Sensores Eletro-ópticos (LaRaC) do Instituto de Estudos Avançados (IEAv) e no
Laboratório Associado de Sensores (LAS) do INPE. No LaRaC mediu-se a responsividade
espectral utilizando um monocromador e um sensor de referência. No LAS mediu-se a
responsividade integral, ou seja, a responsividade medida contra um corpo negro a dada
temperatura. Utilizando-se a responsividade relativa dos sensores, previamente medida em um
espectrômetro de transformada de Fourier da PUC-Rio, o pico de responsividade e,
conseqüentemente, a responsividade espectral absoluta foi determinada.
4.2.2.1. Responsividade Integral
O diagrama em blocos do arranjo experimental utilizado em laboratório para medição
da responsividade integral é mostrado na Figura 4.9. Nesse arranjo, o detector é “iluminado”
por um corpo negro (Black Body IR461, Infrared Industries Inc.), cuja radiação é modulada
mecanicamente por um chopper (Chopper PAR192, E.G.G. – Princenton Apllied Research).
O sinal produzido pelo detector após a incidência da radiação é medido por um amplificador
síncrono (Lock-in Amplifier Signal Recovery 7265) com ajuste de fase automático.
O amplificador síncrono é um instrumento utilizado para a medida de sinais baixos
imersos em ruído. Trata-se de um instrumento largamente utilizado em experimentos óptico.
108
Criostato
com
Detector
Chopper –
Modulador
Mecânico
Corpo Negro
T
B
Amplificador Síncrono Lock-in
Referência
Sinal
9,0 V
RESISTOR
VARIÁVEL
CONECTOR
COAXIAL
DETECTOR
DIAGRAMA DE
BLOCO DA
FONTE DE
TENSÃO DE
POLARIZAÇÃO
DO DETECTOR
Figura 4.9 – Diagrama em blocos do arranjo experimental utilizado em laboratório para
medidas de fotocorrente do detector.
Considerando o primeiro harmônico da densidade de potência incidente no detector,
produzida pelo corpo negro e modulada pelo chopper, H(T
B
, λ), pode ser expresso por
∫
=
2
1
),(),(
2
λ
λ
λλ
π
λ
dTM
d
A
TFTH
B
s
JmB
, (4.1)
onde: F
m
é o fator de transferência do modulador mecânico; A
s
corresponde à área de abertura
da cavidade do corpo negro na temperatura T
B
(K); T
J
é o fator de transmissão da janela óptica
do criostato; d é a distância entre a abertura do corpo negro e o detector e M(T
B
,λ) representa a
emitância espectral radiante do corpo negro definida de acordo com a equação (3.4).
O fator de transferência F
m
refere-se ao valor rms do primeiro harmônico do sinal
modulado. Este fator depende da relação entre a abertura A
s e a abertura da retícula do
109
modulador, como mostrado na Figura 4.10.
Figura 4.10 - Ilustração da lâmina reticulada de um modulador mecânico.
Fonte: Boschetti p.11
[8].
Faz-se necessário agora determinar o fator de transferência F
m
a partir dos ângulos de
abertura da retícula e do corpo negro. Para tal, obtém-se a seguinte expressão para a razão
entre o ângulo de abertura do corpo negro θ
a
e o ângulo de abertura da retícula do chopper θ
t
,
[1], [8]
t
a
θ
θ
χ
=
. (4.2)
A relação expressa na equação (4.2) pode também ser expressa em termos do diâmetro
de abertura (D
c
) da lâmina do chopper e número de aberturas (n) da mesma, de forma que [1],
[8].
()
ac
a
DD
nD
−
=
π
χ
, (4.3)
onde D
a
corresponde ao diâmetro da abertura do corpo negro [1], [8].
110
Os valores dos respectivos fator de transferência F
m
para um valor específico de χ são
listados na Tabela 4.1. Admitindo-se que a abertura do corpo negro fosse pontual o sinal
modulado seria na forma de uma onda quadrada. Na prática isso não ocorre
[1], [8]
Tabela 4.1 – Valores do fator de transferência F
m
do modulador mecânico para um
valor especifico de χ.
χ F
m
(fator rms)
0 (onda quadrada) 0,450
0,05 0,448
0,08 0,445
0,10 0,442
0,15 0,443
0,20 0,421
0,25 0,405
0,30 0,386
0,40 0,340
0,50 (onda triangular) 0,286
Fonte: Hudson, [1].
Neste trabalho, variou-se a abertura do corpo negro e conseqüentemente o fator de
transferência F
m
relativo ao valor rms do sinal modulado também variou. Sendo n =17 e D
c
=
20,6 cm. Os valores dos respectivos fatores de transferência para uma abertura do corpo negro
são listados na Tabela 4.2.
Tabela 4.2 – Valores do fator de transferência F
m
do modulador mecânico para um
valor de abertura do corpo negro (CN).
Diâmetro de Abertura do CN, D
a
(polegadas)
F
m
(fator rms)
0,6 0,29
0,4 0,38
0,2 0,43
111
A Figura 4.11 apresenta a montagem realizada no Laboratório Associado de Sensores
do INPE onde se realizou a medida de responsividade integral.
Figura 4.11 – Laboratório de Sensores do INPE usado para medidas de responsividade dos
fotodetectores.
Partindo da relação de responsividade dada pela equação (3.45), é possível determinar
o pico de responsividade, sendo que, neste caso, obtém-se o fluxo de radiação por
(
)
θ
λ
λ
cos),(
dBe
ATH
=
Φ , (4.4)
onde H(T
B
, λ) é a densidade de potência incidente no detector definida pela equação (4.1) e A
d
é a área do detector e θ é o ângulo de incidência.
Escrevendo a responsividade espectral (R(λ)) em termos do espectro de resposta
relativa normalizada s(λ) e o pico de responsividade do detector, obtém-se a seguinte
expressão
112
(
)
(
)
λλ
sRR
p
0
=
. (4.5)
Substituindo as equações (4.1), (4.4) e (4.5) na equação (3.45) pode-se definir a
corrente de saída como:
()()
()()
∫
∫
=
=
2
1
2
1
,
,
2
0
0
2
λ
λ
λ
λ
λλλ
π
λλλ
π
dsTM
d
AA
TFRI
dsRTM
d
AA
TFI
B
ds
Jmps
pB
ds
Jms
(4.6)
Essa relação é válida para as medidas realizadas com purga, pois nesse caso as perdas
devido à absorção ou ao espalhamento do fluxo de radiação são desconsideradas.
Para medidas realizadas sem purga, a densidade de potência emitida pelo corpo negro
é atenuada ao incidir no detector devido à absorção atmosférica e espalhamento por partículas
em suspensão, sendo ambos dependentes do comprimento de onda. Definindo o coeficiente de
extinção como α(λ), teremos um fator de atenuação do sinal igual a e
-α(λ)d
, onde d é a distância
entre a abertura do corpo negro e o detector
[1].
No sistema sem purga a densidade de potência incidente no detector é definida de
acordo com a equação (4.1) e apresenta atenuação atmosférica. Portanto, a densidade de
potência incidente no detector será expressa por
∫
−
=
2
1
)(
2
),(
λ
λ
λα
λλ
π
deTM
d
A
TFH
d
B
s
Jm
. (4.7)
113
O coeficiente de extinção depende do comprimento de onda da radiação, portanto a
relação definida na equação (4.7) não apresenta uma relação algébrica simples relacionando a
intensidade da radiação incidente com a distância do corpo negro.
Supondo que seja possível encontrar um coeficiente de extinção efetivo independente
do comprimento de onda, α(λ)= β = constante, tem-se a seguinte expressão para a densidade
de potência:
∫
−
=
2
1
),(
2
λ
λ
β
λλ
π
dTMe
d
A
TFH
B
d
s
Jm
. (4.8)
Esta seção foi detalhado o procedimento experimental adotado para caracterização da
responsividade integral dos QWIPs e o método utilizado para amenizar o efeito da absorção
da atmosfera na caracterização dos dispositivos. A próxima seção irá tratar do procedimento
experimental realizado para caracterização da responsividade espectral dos dispositivos.
4.2.2.2. Responsividade Espectral
O arranjo experimental para medidas de responsividade espectral (R(λ)) é diferente
daquele mostrado na Figura 4.9, entre o chopper e o detector foi intercalado um
monocromador (SpectraPro 2500i - ACTON) que trabalha com grades de difração adequadas
para as diferentes faixas de comprimento de onda de interesse. Devido ao aumento do
caminho óptico e principalmente devido às perdas inerentes ao monocromador, a radiação
incidente no detector é atenuada de forma significativa, sendo necessário a substituição do
corpo negro por uma fonte do tipo Globar (Oriel Intruments M-6363), mais intensa.
Neste arranjo, foi usado um chopper (Chopper Model SR540 - Stanford Reseach
114
Systems, INC) e um amplificador síncrono (SR510 Lock-in Amplifier - Stanford Reseach
Systems, INC) e para diminuição do efeito da absorção atmosférica, foi feita purga no
monocromador com nitrogênio seco.
O diagrama em blocos do arranjo experimental utilizado em laboratório para medidas
de responsividade espectral é mostrado na Figura 4.12.
Criostato
com
Detector
Chopper –
Modulador
Mecânico
Fonte
Globar
Amplificador
Síncrono
Lock-in
Referência
Sinal
Monocromador
Computador
Figura 4.12 – Diagrama em blocos do arranjo experimental utilizado em laboratório para
medidas de responsividade espectral.
A montagem experimental usada para caracterização da responsividade espectral é
mostrada na Figura 4.13.
115
CRIOSTATO
DETECTOR
77K
MONOCROMADOR
FONTE
GLOBAR
COMPUTADOR
CHOPPER
FONTE DE
TENSÃO
AMPLIFICADOR
LOCK-IN
Figura 4.13 – Laboratório de LaRaC do IEAv para medidas de responsividade espectral dos
fotodetectores.
A curva de radiância da fonte artificial usada no laboratório, Globar Oriel M-6363, e a
curva de emissividade desta fonte a uma potência de 100W são apresentadas na Figura 4.14.
Figura 4.14 – (a) Curva Típica do espectro de irradiação de um corpo negro a 1050K, de um
Globar Oriel M-6363 com 0,1 cm
2
de área, para uma distância de 0,5 m e (b) emissividade de
um Globar Oriel M-6363. . (dados traduzidos do Manual) para alimentação da lâmpada com
potência máxima.
116
O sistema é microcontrolado por uma interface GPIB, permitindo a varredura
automática do intervalo de comprimento de onda desejado. As medidas foram realizadas com
o programa de controle e aquisição de dados do sistema já existente no laboratório em
plataforma LabView 8.0.
O programa controla o movimento das grades de difração do monocromador e
armazena os dados do sinal enviado pelo Lock-in e pelo osciloscópio. Neste trabalho, foram
usados apenas os sinais medidos no Lock-in através da placa de interface. A Figura 4.15
mostra a interface gráfica do programa usado.
117
Figura 4.15 – Interface do programa de controle dos equipamentos para medidas de
responsividade espectral, em LabView.
118
O programa permite a escolha da grade de difração (Grade 1, Grade 2 e Grade 3
centrada em 8,0 µm, 4,0 µm e 2,0 µm, respectivamente) em Seleção de Torre e Grade
Na janela Amplificador, os ajustes de fase, escala e unidades de medidas do
amplificador síncrono são feitos, é possível optar por medidas feitas pelo osciloscópio e pelo
amplificador. Na janela Medições, os parâmetros do número de medidas por comprimento de
onda, comprimento de onda inicial e final e o intervalo de comprimentos de onda são
preenchidos antes de iniciar a medição. Na janela Resultados, mostram-se os gráficos obtidos
a partir dos dados medidos no Amplificador Lock-in.
As Amostras são fixadas em um porta-amostra de cobre e acoplado em um criostato
refrigerado a nitrogênio líquido para a caracterização elétrica e determinação das figuras de
mérito. Utilizou-se dois criostatos: um com janela óptica de BaF
2
, mostrado na Figura 4.16 e
outro com janela óptica de ZnSe, mostrado na Figura 4.17, ambos com conectores Detronics
de 10 pinos. Faz-se vácuo no criostato até atingir uma pressão da ordem de 4 x 10
-6
mbar.
Figura 4.16 –Criostato de nitrogênio liquido com janela de BaF
2
.
Fonte: Barros, p.76
[27].
119
Figura 4.17 – Criostato refrigerado por nitrogênio líquido com janela de ZnSe.
As perdas da radiação incidente na janela óptica dos criostatos foi determinada a partir
dos espectros de transmissão já existentes na literatura.
O espectro de transmissão da janela óptica de BaF
2
com espessura de 1,0 mm medido
no INPE através do FTIR é mostrado na Figura 4.18. Observa-se neste caso, que o coeficiente
de transmissão na faixa de comprimento de onda de 2 – 10 µm está em torno de 90%.
510152
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
0
Transmitância (%)
Comprimento de Onda (µm)
Figura 4.18 – Espectro de transmissão na região do infravermelho para a janela de BaF
2
medido por FTIR no INPE.
120
O espectro de transmissão da janela óptica de ZnSe com espessura de 3 mm também
medido por FTIR no INPE é apresentado na Figura 4.19. Neste caso, a faixa de comprimento
de onda em torno de 2,0 – 15 µm o coeficiente de transmissão está em torno de 70%.
510152
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
0
Transmitância (%)
Comprimento de Onda (µm)
Figura 4.19 – Espectro de transmissão na região do infravermelho para a janela de ZnSe de 3
mm de espessura medido por FTIR no INPE.
Calibrou-se o sistema para medidas de responsividade espectral utilizando um detector
de infravermelho fotocondutor de HgCdTe, (Judson J15D16)
[34] [35], cujas resposta
espectral, responsividade espectral e outras figuras de méritos foram fornecidas pelo
fabricante. A partir deste detector de referência também se obteve a potencia incidente nas
amostras nesta montagem experimental.
Nesta seção foi apresentado o procedimento experimental, o laboratório, os
equipamentos e o programa usado para caracterização da responsividade espectral das
amostras de QWIPs. Além do espectro de transmissão das janelas ópticas dos criostatos
obtidos através do FTIR.
121
4.3. Resultados e Discussões
Os resultados obtidos para caracterização elétrica as Amostras de QWIP são
apresentados nesta seção.
Neste trabalho, convencionou–se que a tensão de polarização positiva refere-se à
tensão positiva aplicada no contato de topo das mesas que constituem os dispositivos, em
relação ao contato na base das mesmas.
4.3.1. Caracterização IxV
A caracterização da corrente de escuro das Amostras I e II foi obtida através do
sistema IxV descrito na seção 4.2.1. As curvas obtidas pela caracterização IxV da Amostra I
(Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs) das mesas identificadas por A, B e C conforme mostrado na Figura 4.4
são apresentadas na Figura 4.20.
122
-6 -4 -2 0 2 4 6
1E-15
1E-14
1E-13
1E-12
1E-11
1E-10
1E-9
1E-8
1E-7
1E-6
1E-5
Corrente de Escuro A
Corrente de Escuro B
Corrente de Escuro C
Corrente Montagem sem Amostra
Corrente (A)
Tensão (V)
Figura 4.20 – Gráfico da medida de corrente de escuro nos três dispositivos da Amostra I em
função da tensão de polarização.
Na Figura 4.20 observa-se que a corrente de escuro das três mesas da Amostra I
apresenta proximidade nos valores e no perfil das curvas demonstrando uniformidade entre os
dispositivos e também foi medido a resposta IxV do porta-amostra sem conexões à amostra,
mostrando o ruído do sistema e a corrente de fuga.
A assimetria das curvas com a tensão de polarização reversa e direta é provavelmente
devido à assimetria das interfaces entre camadas epitaxiais. Essa assimetria fica mais evidente
no gráfico da Figura 4.21, que mostra o módulo da densidade de corrente de escuro da
Amostra I em função do módulo da tensão de polarização, para ambas as polaridades.
123
012345
1E-7
1E-6
1E-5
1E-4
1E-3
0,01
6
Polarização Negativa
Corrente de Escuro A
Corrente de Escuro B
Corrente de Escuro C
Densidade de Corrente de Escuro (A/cm
2
)
Tensão (V)
Polarização Positiva
Figura 4.21 – Densidade de corrente de escuro da mesa A da Amostra I em função da tensão
de polarização, demonstrando a assimetria das curvas.
A Figura 4.22 mostra a curva IxV para a Amostra II (In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As).
Neste caso o ruído do sistema e a corrente de fuga da montagem se encontra abaixo do menor
valor de corrente medido (~3,00 x 10
-10
A) e, portanto, não influenciou as medições de
corrente.
124
-4 -2 0 2 4
1E-10
1E-9
1E-8
1E-7
1E-6
Corrente (A)
Tensão (V)
Figura 4.22 – Gráfico da medida de corrente de escuro em função da tensão de polarização do
dispositivo da Amostra II, In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As.
A curva IxV da Amostra II apresenta assimetria menor em relação a tensão de
polarização que a curva IxV da Amostra I de AlGaAs/GaAs. Isso fica evidenciado na Figura
4.23 que mostra a curva da densidade de corrente de escuro da Amostra II em função da
tensão de polarização com a parte negativa refletida.
125
01234
1E-6
1E-5
1E-4
1E-3
0,01
Densidade de Corrente de Escuro (A/cm
2
)
Tensão (V)
Polarização Negativa
Polarização Positiva
Figura 4.23 - Densidade de corrente de escuro da amostra II em função da tensão de
polarização, demonstrando a simetria das curvas.
4.3.2. Caracterização da Responsividade
Primeiramente, faz-se necessário medir a responsividade do detector de referência
J15D16 para garantir que o aparato experimental utilizado era confiável. Foram realizadas
medidas no sistema usando um corpo negro de cavidade no Laboratório de Sensores no INPE
e no Laboratório de Caracterização LaRaC no IEAv.
Fez-se as medições de fotocorrente do detector de referência sob as mesmas condições
descritas pelo fabricante, ou seja, corpo negro a 500 K, freqüência do chopper de 500 Hz e
detector resfriado a 77 K. Variou-se a distância entre o detector e o corpo negro além da
variação da abertura do corpo negro.
Os resultados das medições de tensão de saída (fotocorrente) do detector J15D16
126
forma obtidas sob as condições descritas acima em função do diâmetro de abertura do corpo
negro para determinada distância entre o detector e o corpo negro e os dados da tensão de
saída calculados a partir de dados fornecidos pelo fabricante, são mostrados na Figura 4.24.
0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6
-5
0
5
10
15
20
25
30
35
Dados Experimentais
Dados do Fabricante
Distância (47,4±0,5) cm
Diâmetro Abertura Corpo Negro (pol)
Tensão (mV)
Figura 4.24 – Gráfico da tensão de saída do detector de referência J15D16 em função da
abertura do corpo negro com os dados medidos no aparato do Laboratório de Sensores do
INPE e o fornecido pelo fabricante
.
A proximidade dos dados de resposta de tensão obtido a partir das informações do
fabricante e dos valores medidos através da configuração experimental no INPE, garante a
confiabilidade do aparato experimental utilizado.
Foram realizadas medidas também com o corpo negro a 900 K sob as mesmas
condições descritas acima e obteve-se resultados de acordo com os resultados do fabricante,
por exemplo, o pico de responsividade medido foi de 3,3 x 10
3
V/W e o valor fornecido pelo
fabricante é de 3,0 x 10
3
V/W.
As medidas de responsividade realizadas no Laboratório de Sensores do INPE foram
feitas no sistema sem purga e com purga.
127
Para determinação da umidade relativa do ar dentro da câmara de acrílico com purga,
usou-se o termigrômetro (Delta OHM D09406). O fluxo de N
2
foi de 27 L/min e a Figura 4.25
mostra o gráfico da variação da umidade relativa do ar com a câmera lacrada em função do
tempo de purga.
010203040
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
Tempo (min)
Umidade Relativa do ar (%)
Figura 4.25 – Gráfico da Umidade Relativa do ar em função do tempo.
Após 41 minutos, a umidade relativa do ar foi de 0,79%. Em todas as medições
realizadas com purga esperou-se um tempo de aproximadamente 40 min para iniciar a
aquisição dos dados de fotocorrente.
Para exemplificar o método utilizado na análise dos dados experimentais neste
trabalho, segue um resumo utilizado a partir dos dados obtidos para a Amostra I.
A Figura 4.26 mostra o gráfico obtido a partir dos dados de fotocorrente da mesa A da
amostra I no criostato de janela óptica de BaF
2
com um fator de transmissão T
J
= 0,9, tensão
de polarização de – 6,0 V, corpo negro a 900K, diâmetro de abertura de 0,6 polegadas e F
m
=
0,29. É possível notar que a curva da fotocorrente do detector decresce monotonicamente com
128
distância (d).
25 30 35 40 45 50 55 60 65
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
Fotocorrente (nA)
Distância (cm)
Figura 4.26 – Fotocorrente da mesa A da Amostra I em função da distância (d) com purga.
A partir da equação (4.6), pode-se obter a seguinte expressão multiplicando os dois
lados da igualdade por (d
2
)
() ()()
.
,
2
02
2
1
constadI
dsTM
AA
TFRdI
s
BB
ds
Jmps
==
∴
=
∫
λ
λ
λλλ
π
(4.9)
Observa-se, a partir da equação (4.9) que o pico de responsividade
é determinado
por
0
p
R
129
() ()()
∫
=
2
1
,
0
λ
λ
λλλ
π
dsTM
AA
TF
a
R
B
ds
Jm
p
. (4.10)
A Figura 4.27 exemplifica o método adotado para determinação do pico de
responsividade a partir da linearização do gráfico de I
s
d
2
em função da distância (d).
25 30 35 40 45 50 55 60 65
1200
1250
1300
1350
1400
1450
1500
1550
1600
1650
1700
1750
1800
Fotocorrente x Distância
2
(nAcm
2
)
Distância (cm)
Equation y = a + b*x
Adj. R-Square 0
Value Standard Error
AC Intercept 1605,48266 25,25858
AC Slope 0 --
Figura 4.27 – Gráfico de I d da mesa A da Amostra I em função da distância (d) com purga
s 2
.
Considerou-se os erros relativos à distância e a resposta do detector. A curva de ajuste
linear obtida mostra-se concordante com os valores experimentais, demonstrando a
consistência do método usado.
A Figura 4.28 mostra o gráfico obtido a partir dos dados de fotocorrente da mesa A da
amostra I no criostato de janela óptica de ZnSe e, portanto um fator de transmissão T
J
= 0,6,
tensão de polarização de – 6,0 V, corpo negro a 900K, diâmetro de abertura de 0,6 polegadas,
130
F
m
= 0,29 e freqüência do chopper de 500Hz.
25 30 35 40 45 50 55 60 65
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
Fotocorrente (nA)
Distância (cm)
Figura 4.28 –Fotocorrente da mesa A da Amostra I em função da distância (d) sem purga.
Neste caso, substituindo as equações (4.4), (4.5) e (4.8) na equação (3.45) e
multiplicando ambos os lados da igualdade por (d
2
), obtém-se uma expressão para a
fotocorrente dada por
() ()()
∫
−
=
2
1
,
2
02
λ
λ
β
λλλ
π
dsTMe
d
AA
TFRdI
B
d
ds
Jmpp
(4.11)
Para obtenção de uma relação linear da expressão (4.11), calcula-se o logaritmo
natural de ambos os lados da igualdade, obtendo como resultado
()
() ()()
ddsTM
d
AA
TFRdI
B
ds
Jmpp
βλλλ
π
λ
λ
−
⎥
⎥
⎦
⎤
⎢
⎢
⎣
⎡
=
∴
∫
2
1
,lnln
2
02
. (4.12)
131
Pode-se reescrever a equação (4.12) como
xbay *
+
=
, (4.13)
onde as incógnitas são definidas por:
(
)
() ()()
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎧
−=
⎥
⎥
⎦
⎤
⎢
⎢
⎣
⎡
=
=
=
∫
β
λλλ
π
λ
λ
b
dsTM
d
AA
TFRa
dx
dIy
B
ds
Jmp
p
2
1
,ln
ln
2
0
2
(4.14)
O gráfico do ajuste dos dados experimentais de fotocorrente a partir da equação (4.12)
para o sistema experimental sem purga é mostrado na Figura 4.29.
132
25 30 35 40 45 50 55 60 65
6,60
6,65
6,70
6,75
6,80
6,85
6,90
6,95
7,00
ln(Fotocorrente x Distância
2
)
Distância
(
cm
)
Equation y = a + b*x
Adj. R-Square 0,19022
Value Standard Error
AG Intercept 6,97353 0,04373
AG Slope -0,00207 0,00106
Figura 4.29 - ln (I
p
d
2
) da mesa A da Amostra I em função da distancia (d) sem purga.
Observa-se que a curva não apresenta boa linearidade. Sendo assim, conclui-se que a
aproximação de um coeficiente de extinção efetivo, independente do comprimento de onda,
não apresenta bons resultados.
O método utilizado, neste trabalho para determinação do pico de responsividade das
Amostras é o descrito para a montagem experimental com purga devido à melhor consistência
demonstrada e maior confiabilidade dos resultados que serão obtidos através deste método.
Neste caso, considera-se o espectro de resposta relativa da Amostra I de
Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs obtido através do FTIR para uma tensão de polarização de (- 6,0V e - 5,0
V) a 77K mostrado na Figura 4.30.
133
23456789101112131
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
4
- 6,0 V
- 5,0 V
Resposta Relativa
Comprimento de Onda (µm)
Figura 4.30 - Espectro de Resposta Relativa da Amostra I com tensão de polarização de - 6,0
V e -5,0 V, obtido por FTIR na PUC-Rio.
A Figura 4.30 mostra os dois espectros de resposta, observa-se que eles apresentam
resultados próximos, o pico de resposta está em torno de 9,1 µm.
Para o cálculo do Pico de Responsividade da Amostra II de
In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As foi considerado o espectro da resposta relativa normalizado obtido
através do FTIR para uma tensão de polarização de +1,0 V a 77K mostrado na Figura 4.31. O
pico de resposta neste caso está em torno de 4,2 µm.
134
23456
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Resposta Relativa
Comprimento de onda (µm)
Figura 4.31 – Espectro da Resposta Relativa a 1,0 V da amostra II obtido por FTIR na PUC-
Rio.
A caracterização do Pico de Responsividade dos dispositivos foi realizada a 77 K no
criostato apresentado na Figura 4.16 cujo fator de transmissão da janela óptica é T
J
= 0,9. A
radiação infravermelha, modulada em 500 Hz, é fornecida por um corpo negro a 900K. O
fator de modulação variou de acordo com a abertura do corpo negro e a leitura do sinal
fotogerado foi obtida através do amplificador síncrono Signal Recovery modelo 7265. As
Tabelas 4.3, 4.4 e 4.5 mostram os valores do pico de responsividade obtidos para vários
valores de tensão de polarização e abertura da cavidade para a Amostra I.
135
Não foi possível realizar a caracterização da Amostra I para tensão de polarização
positiva devido ao baixo sinal de saída neste caso.
Tabela 4.3 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de
0,6 polegadas.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa A
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa B
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa C
- 6,0V (27,2 ± 0,2) (23,1 ± 0,3) (23,1 ± 0,4)
- 5,0 V (23,6 ± 0,3) (21,8 ± 0,4) (21,6 ± 0,3)
- 4,0 V (20,4 ± 0,7) (20,1 ± 0,3) (19,7 ± 0,8)
- 3,5 V (16,2 ± 0,2) (15,8 ± 0,5) (15,8 ± 0,7)
- 3,0 V (11,2 ± 0,6) (10,8 ± 0,7) (10,9 ± 0,5)
- 2,5 V (6,3 ± 0,5) (5,9 ± 0,6) (5,9 ± 0,8)
- 2,0 V (2,4 ± 0,4) (2,3 ± 0,8) (2,2 ± 0,4)
Tabela 4.4 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de
0,4 polegadas.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa A
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa B
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa C
- 6,0V (25,2 ± 0,8) (24,1 ± 0,5) (23,0 ± 0,3)
- 5,0 V (23,1 ± 0,5) (21,8 ± 0,4) (21,6 ± 0,6)
- 4,0 V (19,4 ± 0,6) (20,1 ± 0,6) (19,7 ± 0,8)
- 3,5 V (15,4 ± 0,6) (15,8 ± 0,5) (15,8 ± 0,4)
- 3,0 V (11,2 ± 0,7) (10,8 ± 0,8) (10,9 ± 0,5)
- 2,5 V (6,3 ± 0,4) (5,9 ± 0,3) (5,9 ± 0,8)
- 2,0 V (2,0 ± 0,9) (2,6 ± 0,7) (2,2 ± 0,6)
136
Tabela 4.5 – Pico de Responsividade da Amostra I para a abertura do corpo negro de
0,2 polegadas.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa A
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa B
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa C
- 6,0V (28,2 ± 0,5) (22,1 ± 0,5) (22,0 ± 0,7)
- 5,0 V (23,7 ± 0,5) (21,8 ± 0,6) (21,6 ± 0,6)
- 4,0 V (21,6 ± 0,7) (19,0 ± 0,8) (19,0 ± 0,4)
- 3,5 V (16,3 ± 0,5) (16,1 ± 0,7) (15,8 ± 0,4)
- 3,0 V (11,1 ± 0,8) (10,3 ± 0,3) (10,9 ± 0,8)
- 2,5 V (6,7 ± 0,4) (5,9 ± 0,5) (5,4 ± 0,5)
- 2,0 V (2,8 ± 0,5) (2,0 ± 0,4) (2,1 ± 0,6)
Conforme os resultados apresentados nas tabelas (4.3), (4.5) e (4.5) construiu um
gráfico dos resultados do pico de responsividade para determinada abertura do corpo negro
para a amostra I considerando cada uma das mesas mostrada na Figura 4.4.
A Figura 4.32 mostra o gráfico do pico de Responsividade para cada abertura do corpo
negro e cada uma das mesas caracterizadas. Observa-se um aumento na dispersão dos
resultados com o aumento da tensão. Tal efeito será estudado em maiores detalhes
posteriormente.
137
-6 -5 -4 -3 -2
0
5
10
15
20
25
30
Pico Responsividade (mA/W)
Tensão
(
V
)
Abertura 0,6 pol
Abertura 0,4 pol
Abertura 0,2 pol
A
(a)
-6 -5 -4 -3 -2
0
5
10
15
20
25
30
Pico Responsividade (mA/W)
Tensão
(
V
)
Abertura 0,6 pol
Abertura 0,4 pol
Abertura 0,2 pol
B
(b)
-6 -5 -4 -3 -2
0
5
10
15
20
25
30
Pico Responsividade (mA/W)
Tensão
(
V
)
Abertura 0,6 pol
Abertura 0,4 pol
Abertura 0,2 pol
C
(c)
Figura 4.32 – Pico de Responsividade em função da tensão de polarização da amostra I (a)
para a mesa A (b) mesa B e (c) mesa C.
138
A Tabela 4.6 apresenta a média dos valores de pico de responsividade para cada mesa
caracterizada pela variação da abertura do corpo negro.
Tabela 4.6 – Pico de Responsividade da Amostra I.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa A
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa B
Pico Responsividade
(mA/W)
Mesa C
- 6,0V (26,9 ± 0,5) (23,1 ± 0,4) (22,7 ± 0,5)
- 5,0 V (23,5 ± 0,4) (21,8 ± 0,5) (21,6 ± 0,5)
- 4,0 V (20,5 ± 0,7) (19,7 ± 0,6) (19,5 ± 0,7)
- 3,5 V (16,0 ± 0,4) (15,9 ± 0,6) (15,8 ± 0,5)
- 3,0 V (11,2 ± 0,7) (10,6 ± 0,6) (10,9 ± 0,6)
- 2,5 V (6,4 ± 0,4) (5,9 ± 0,5) (5,7 ± 0,7)
- 2,0 V (2,4 ± 0,6) (2,3 ± 0,6) (2,2 ± 0,5)
A Figura 4.33 mostra o gráfico da média do pico de responsividade em função da
tensão de polarização dos dispositivos A, B e C.
139
-6 -5 -4 -3 -2
0
5
10
15
20
25
30
Pico Responsividade (mA/W)
Tensão (V)
Amostra I - A
Amostra I - B
Amostra I - C
Figura 4.33 – Pico de Responsividade da Amotra I em função da tensão de polarização.
A responsividade cresce quase que linearmente até uma tensão de polarização de
aproximadamente - 4,0 V e após essa tensão o crescimento é sublinear. Temos um valor
máximo à tensão máxima de R
p
= 0,027 A/W para a mesa A, e R
p
= 0,023 A/W para a mesa B
e C. A mesa A apresentou uma responsividade 15 % maior do que a mesa B e C, essa
diferença ocorreram para a tensão de polarização máxima. A medida que a tensão de
polarização decresce a diferença entre os valores de pico de responsividade da mesa A das
mesas B e C também decresce.
A Tabela 4.7 mostra os resultados do pico de responsividade obtido, para vários
valores de tensão de polarização e diâmetro de abertura do simulador de corpo negro da
Amostra II.
140
Tabela 4.7 – Pico de Responsividade da Amostra II para várias tensões de polarização e
abertura do corpo negro.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade
(mA/W)
Abertura 0,6 pol
Pico Responsividade
(mA/W)
Abertura 0,4 pol
Pico Responsividade
(mA/W)
Abertura 0,2 pol
- 4,0V (87 ± 1) (84 ± 1) (87,2± 0,4)
- 3,5 V (74 ± 2) (73 ± 1) (75,6± 0,4)
- 3,0 V (67,6 ± 0,7) (64,5 ± 0,9) (67,1± 0,2)
- 2,5 V (57,0 ± 0,7) (54,5 ± 0,5) (55,9± 0,5)
- 2,0 V (47,4 ± 0,4) (45,1 ± 0,7) (45,7± 0,2)
- 1,5 V (25,2 ± 0,2) (24,0 ± 0,2) (24,2± 0,1)
- 1,0 V (20,1 ± 0,2) (19,6 ± 0,2) (19,1± 0,1)
1,0 V (29,9 ± 0,3) (27,1 ± 0,4) (29,2 ± 0,1)
1,5 V (43,5 ± 0,5) (41,8 ± 0,4) (42,3 ± 0,2)
2,0 V (53,8 ± 0,6) (51,7 ± 0,7) (52,1± 0,2)
2,5 V (64,6 ± 0,6) (62 ± 1) (63,7 ± 0,3)
3,0 V (75,9 ± 0,8) (72,3 ± 0,9) (73,9 ± 0,3)
3,5 V (93 ± 2) (87 ± 2) (89,7 ± 0,1)
4,0 V (103,7 ± 0,4) (103 ± 2) (103,7 ± 0,2)
O gráfico de pico de responsividade em função da tensão de polarização da Amostra II
é mostrado na Figura 4.34.
141
-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4
0
20
40
60
80
100
Pico de Responsividade (mA/W)
Abertura 0,6 pol
Abertura 0,4 pol
Abertura 0,2 pol
Tensão
(
V
)
Figura 4.34 – Gráfico do Pico da Responsividade da Amostra II em função da tensão de
polarização e para três valores distintos de abertura do corpo negro.
Os valores do Pico de Responsividade encontrados apresentaram pouca dispersão nas
medições da Amostra II, em especial se compararmos com os resultados da Amostra I. A
responsividade cresce quase que linearmente até uma tensão de polarização de
aproximadamente ± 4,0 V; observa-se que a este valor de tensão a responsividade ainda não
atingiu uma tensão de polarização de saturação e o valor máximo de responsividade medido é
de aproximadamente Rp ~ 0,103 A/W para a tensão de polarização de + 4,0 V. Observa-se
também que a responsividade para tensões de polarização positivas é maior do que para
tensões de polarização negativas.
A Tabela 4.8 apresenta o valor médio do pico de responsividade da Amostra II para
várias tensões de polarização. As médias foram calculadas sobre os valores obtidos para
diversas aberturas do corpo negro da Amostra II.
142
Tabela 4.8 – Valor do pico de Responsividade da Amostra II para várias tensões de
polarização
.
Tensão de Polarização (V) Pico Responsividade (mA/W)
Amostra II
- 4,0V (86,1 ± 0,8)
- 3,5 V (74 ± 1)
- 3,0 V (66,4± 0,6)
- 2,5 V (55,8± 0,1)
- 2,0 V (46,1± 0,4)
- 1,5 V (24,5± 0,2)
- 1,0 V (19,6 ± 0,2)
1,0 V (28,7± 0,3)
1,5 V (42,5± 0,4)
2,0 V (52,5± 0,5)
2,5 V (63,4± 0,6)
3,0 V (74,0± 0,7)
3,5 V (90 ± 1)
4,0 V (103,5± 0,9)
Levine
et al [12], apresenta um dispositivo QWIP de In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As cujo
diâmetro da mesa é 200µm, constituído de 50 poços quânticos dopados (N
D
= 1 x 10
18
cm
3
) e
51 barreiras de 300Å e 30Å de espessura respectivamente cujo a responsividade máxima de
0,025 A/W a uma tensão de polarização de 5,0 V a 77K. Na Amostra II, a responsividade
máxima é de 0,103 A/W para uma tensão de polarização de + 4,0 V, porém para essa tensão
de polarização o sinal de saída é bastante ruidoso. O ruído decresce significativamente com o
decréscimo da tensão de polarização.
A Responsividade espectral foi também obtida a partir do experimento descrito da
seção 4.2.2.
Com o objetivo de caracterizar o aparato experimental do LaRaC no IEAv, mediu-se o
espectro, não corrigido de uma fonte tipo Globar com purga e sem purga do monocromador.
143
A Figura 4.35 mostra o espectro não corrigido obtido com a purga e sem purga e as setas
indicam as linhas de absorção atmosférica. É visível a redução da absorção com a purga e isso
fica mais evidente na Figura 4.35 através da indicação das setas. Como o caminho óptico não
foi totalmente purgado, um resíduo das linhas de absorção permanece.
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Fotocorrente Normalizada
Comprimento de Onda (µm)
Sem purga
Com purga
Figura 4.35 – Curva de resposta do detector obtida no LaRaC – IEAv com purga e sem purga.
A função de transferência do monocromador também foi determinada utilizando-se
um simulador de corpo negro como fonte e a responsividade do detector de HgCdTe da
Judson fornecida pelo fabricante. A Figura 4.36 mostra o gráfico da média dos valores do
coeficiente de transmissão do espectrômetro obtido a partir da variação da temperatura do
simulador de corpo negro e as setas indicam o efeito da absorção atmosférica.
144
4 6 8 10 12 14 16
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
Função de Transferência (%)
Comprimento Onda (µm)
Figura 4.36 – Função de Transferência do monocromador em função do comprimento de
onda.
As setas, neste caso, indicam novamente as linhas de absorção atmosférica. Este
resultado foi obtido sem a realização da purga no monocromador.
Para caracterização da Responsividade espectral por este método, a Amostra I não
apresentou um sinal de resposta capaz de ser medido pela montagem usada. Será necessário
modificá-la introduzindo-se concentradores. Logo, com as perdas ópticas da montagem a
potência incidente no sensor não foi suficiente para obter-se uma resposta mensurável do
detector.
145
A Figura 4.37 apresenta os espectros de densidade de potência incidente no detector,
medidos a 77 K no detector de referência para várias tensões de polarização da Amostra II
usando o método experimental descrito na secção 4.2.2.
2345
0,0
1,0x10
-6
2,0x10
-6
3,0x10
-6
4,0x10
-6
5,0x10
-6
6,0x10
-6
6
Densidade de Potência (Wcm
-2
µ
m
-1
)
Comprimento de Onda (
µ
m)
Figura 4.37 – Espectro da Densidade de Potência em função do comprimento de onda obtido
através do detector de referência.
As Figuras 4.38 e 4.39 apresentam o espectro de fotocorrente da Amostra II para as
tensões de polarização negativas e positivas, respectivamente.
146
2345
0,0
5,0x10
-5
1,0x10
-4
1,5x10
-4
2,0x10
-4
2,5x10
-4
3,0x10
-4
3,5x10
-4
6
Fotocorrente (u.a)
Comprimento de Onda (µm)
-4,0 V
-3,5 V
-3,0 V
- 2,5 V
-2,0 V
-1,5 V
-1,0 V
Figura 4.38 - Espectro de fotocorrente para uma tensão de polarização negativa.
2345
0,0
5,0x10
-5
1,0x10
-4
1,5x10
-4
2,0x10
-4
2,5x10
-4
3,0x10
-4
3,5x10
-4
6
Fotocorrente (u.a)
Comprimento de Onda (µm)
4,0 V
3,5 V
3,0 V
2,5 V
2,0 V
1,5 V
1,0 V
Figura 4.39 - Espectro de fotocorrente para uma tensão de polarização positiva.
147
Para melhor visualização do pico de responsividade do espectro para a respectiva
tensão de polarização nas quais os espectros foram ruidosos, efetuou-se uma suavização das
curvas através de filtros digitais, optou-se pelo método de Savitzky-Golay para a suavização
do ruído. Durante a aplicação deste método é muito importante a escolha adequada do grau do
polinômio e do tamanho da janela móvel a ser utilizada. Por exemplo, uma janela muito larga
pode tanto remover ruído, como também picos informativos nos espectros.
Foram feitos vários testes com diferentes janelas e polinômios, escolhendo o pré-
processamento dos espectros das amostras pelo método Savitzky-Golay uma janela de vinte
pontos e o polinômio de segunda ordem. Os espectros pré-processados por este método,
usando estas condições são mostrados nas Figuras 4.40 e 4.41 onde está representado a
responsividade espectral para tensões de polarização negativas e positivas respectivamente.
148
3,0 3,5 4,0 4,5 5,0
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Responsividade (mA/W)
Com
p
rimento de Onda
(
µ
m
)
- 4,0V
-3,5V
-3,0V
-2,5V
-2,0V
-1,5V
-1,0V
Figura 4.40 – Gráfico do Responsividade Espectral da Amostra II para uma tensão de
polarização negativa.
3,03,54,04,5
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
5,0
Responsividade (mA/W)
Com
p
rimento de Onda
(
µ
m
)
4,0V
3,5V
3,0 V
2,5V
2,0V
1,5V
1,0V
Figura 4.41 – Gráfico do Responsividade Espectral da Amostra II para uma tensão de
polarização positiva.
149
A purga realizada no monocromador reduziu a absorção atmosférica, porém a
absorção de CO
2
ainda está presente nos espectros medidos (a seta na Figura 4.40 indica a
absorção atmosférica).
A Tabela 4.9 apresenta os valores do pico de responsividade obtidos a partir dos dois
procedimentos experimentais, sendo que a medida de responsividade de pico através da
medida de responsividade integral está indicada por INPE e a medida do pico de
responsividade através da responsividade espectral está indicada por IEAv.
Tabela 4.9 – Pico de Responsividade obtido usando os dois métodos descritos.
Tensão de
Polarização (V)
Pico Responsividade (mA/W)
Amostra II (INPE)
Pico Responsividade (mA/W)
Amostra II (IEAv)
- 4,0V (86,1 ± 0,8) (85,3 ± 0,5)
- 3,5 V (74 ± 1) (71,2 ± 0,9)
- 3,0 V (66,4 ± 0,6) (65,0 ± 0,8)
- 2,5 V (55,8 ± 0,1) (53,5 ± 0,4)
- 2,0 V (46,1 ± 0,4) (47,4 ± 0,7)
- 1,5 V (24,5 ± 0,2) (26,3 ± 0,8)
- 1,0 V (19,6 ± 0,2) (19,7 ± 0,4)
1,0 V (28,7 ± 0,3) (28 ± 0,7)
1,5 V (42,5 ± 0,4) (44,3 ± 0,8)
2,0 V (52,5 ± 0,5) (52,6 ± 0,8)
2,5 V (63,4 ± 0,6) (64,3 ± 0,4)
3,0 V (74,0 ± 0,7) (75,2 ± 0,6)
3,5 V (90 ± 1) (94,5 ± 0,9)
4,0 V (103,5 ± 0,9) (102,3 ± 0,8)
150
A Figura 4.42 apresenta a dependência do pico de responsividade com a tensão de
polarização obtido através dos dois procedimento.
-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
Valores Responsividade por deconvolução
Valores Responsividade usando um monocromador
Pico Responsividade (mA/W)
Tensão (V)
Figura 4.42 – Gráfico do Pico de Responsividade calculado usando dois métodos distintos.
Observa-se que o pico de responsividade para tensão de polarização positiva
permanece maior do que para tensão de polarização negativa. Sabe-se que as interfaces dos
poços não são simétricas por limitação da dinâmica de crescimento dos filmes epitaxiais e
como não tem um modelo que indique claramente qual polarização deveria ter a
responsividade pode-se afirmar que esses valores são coerentes e a razoável coincidência dos
valores obtidos por dois diferentes métodos aumenta a confiabilidade dos dados.
151
Como complementação este trabalho medidas de ruído estão sendo realizadas para
determinação da detectividade das amostras além de medidas de capacitância para estudos
complementares das características dos detectores e para subsidiar o projeto de pré-
amplificadores de leitura dedicados.
152
5. Conclusões e Trabalhos Futuros
Neste trabalho, foi efetuada a caracterização eletro-óptica de QWIPs fabricados para
detecção na janela do infravermelho termal e na janela do infravermelho de ondas médias,
obtendo-se a responsividade e corrente de escuro de ambos.
Mediu-se a responsividade dos detectores por dois métodos distintos, sensor de
referência e deconvolução a partir da responsividade integral e de um espectro relativo
previamente medido, obtendo razoável concordância dos resultados.
Os aparatos de medida foram aprimorados e testados. Apesar das melhorias obtidas,
novos aperfeiçoamentos são necessários e serão efetuados na sequência do trabalho. Dentre
estes aperfeiçoamentos estão a inclusão de concentradores de energia, espelhos parabólicos,
na montagem que utiliza o monocromador.
Medições de capacitância dos QWIP já estão sendo realizadas no Laboratório de
Caracterização de Dispositivos Semicondutores do Instituto de Estudos Avançados (IEAv)
através de um sistema de caracterização de dispositivos semicondutores - Modelo 4200-SCS e
um analisador de C-V de alta freqüência (Modelo 590/100k/1M/4), ambos da Keithley.
Medições de ruído das amostras I e II dos QWIPs estão sendo realizadas utilizando um
amplificador de transimpedância modelo 5182 da
Signal Recovery, amplificador de corrente e
um analisador de espectro
FFT modelo SR780 – 100 kHz. E serão feitas medições de ruído
usando um amplificador Lock-in modelo 7265 da
Signal Recovery. Além da caracterização
utilizando uma estação de teste (“
probe station”) criogênica com circuito fechado de He,
pretende-se caracterizar os detectores multiespectrais e estruturas de QDIPs já crescidas e
processadas.
153
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156
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Comunicação privada.
FOLHA DE REGISTRO DO DOCUMENTO
1.
CLASSIFICAÇÃO/TIPO
DM
2.
DATA
17 de setembro de 2009
3.
REGISTRO N°
CTA/ITA/DM-053/2009
4.
N° DE PÁGINAS
156
5.
TÍTULO E SUBTÍTULO:
Caracterização de fotodetectores de infravermelho a poços quânticos.
6.
AUTOR(ES):
Kenya Aparecida Alves
7. INSTITUIÇÃO(ÕES)/ÓRGÃO(S) INTERNO(S)/DIVISÃO(ÕES):
Instituto Tecnológico de Aeronáutica - ITA
8.
PALAVRAS-CHAVE SUGERIDAS PELO AUTOR:
1. Detector infravermelho. 2. Poços quânticos. 3. Caracterização.
9.PALAVRAS-CHAVE RESULTANTES DE INDEXAÇÃO:
Detectores infravermelhos; Poços quânticos de semicondutores; Dispositivos de poços quânticos;
Caracterização; Física do estado sólido; Física; Engenharia eletrônica
10.
APRESENTAÇÃO:
X Nacional Internacional
ITA, São José dos Campos. Curso de Mestrado. Programa de Pós-Graduação em Física. Área de
Física
Atômica e Molecular. Orientador: Prof. Dr. Gustavo Soares Vieira. Defesa em
01/09/2009. Publicada em
2009.
11.
RESUMO:
Este trabalho apresenta a caracterização eletro-óptica de fot
odetectores para o infravermelho operando
nas janelas atmosféricas de ondas médias e longas. Utilizou-se sensores QWIP (
Quantum Well Infrared
Photodetector
) baseados em estruturas semicondutoras de poços quânticos múltiplos de GaAs/AlGaAs e
InGaAs/AlInAs,
utilizando transições intrabanda. As estruturas semicondutoras foram crescidas pela
técnica de Epitaxia de Fase Vapor de compostos Metalorgânicos (MOVPE). As amostras foram medidas
na geometria de guia de onda com incidência da radiação a 45º pela borda do
substrato. Os dispositivos
foram caracterizados quanto sua corrente de escuro e responsividade a 77K. A responsividade foi
determinada por dois métodos: usando um simulador de corpo negro como padrão de fonte luminosa e
por comparação com um detector come
rcial de resposta conhecida. A responsividade de ambos os
detectores foi determinada como uma função da tensão aplicada. O QWIP de Al
0,27
Ga
0,73
As/GaAs
apresenta um pico de resposta em torno de λ
p
= 9,1 µm e o QWIP de In
0,53
Ga
0,47
As/Al
0,52
In
0,48
As um pico
de resposta em torno λ
p
= 4,1 µm.
12.
GRAU DE SIGILO:
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