CN100527445C - 自由载流子的稳态非平衡分布、使用其的光子能量向上转换和红外成像系统 - Google Patents

Abstract

适用于使用介观标准约束(mesoscopic classical confinement)形成自由载流子的一稳态非平衡分布的方法和特定媒介。特定媒介为硅基(例如，晶体硅、非晶硅、二氧化硅)并由埋置在一诸如二氧化硅的宽能带隙材料基质中的介观尺寸粒子形成。围绕前述内容建构一IR(红外线辐射)到可见光成像系统(60、61、62、63)。

Description

自由载流子的稳态非平衡分布、使用其的光子能量向上转换和红外成像系统

本申请案主张2003年6月12日申请的美国临时申请案第60/477,752号的权利。

技术领域

本发明提供一种特殊的媒介和相关方法，借此，使用介观标准约束(Mesoscopic Classical Confinement)(“MCC”)形成自由载流子的光诱导、稳态、非平衡电子分布(“SNED”)。使用MCC的自由载流子的光诱导SNED在整个技术领域的广泛范围内寻找适用性，包括(例如)：红外线(IR)辐射检测和相关的成像系统、光调制器、光交换器、波分多路复用器、光放大器、激光器、数据存储器和彩色显示器。

背景技术

近年来，材料科学中的进步已极大的增强了我们通过创造有用材料(例如半导体和电介质)的不同结构复合材料设计来工程设计具有特定物理性能的人造材料的能力。在半导体材料的广泛种类中，硅支撑了几乎所有当代微电子技术并且将在可预见的未来继续如此。然而，硅的间接能带隙性质极大地限制了其在诸如光电和光子装置中的应用中的有用性。所述应用继续由直接能带隙材料，例如砷化镓(GaAs)支配。结果，具有非硅基光子器件的硅基电子器件的出现已大大地需求混合工艺的发展，所述混合工艺通常是昂贵的并且制造复杂的。

无数的商业应用继续驱使材料科学家追寻“硅基”光电装置。理想的全硅组件包括(例如)激光器和其它光发射器、调制器和光电检测器。这些组件具有在众多领域，包括红外线成像中的应用。

红外线成像为遥感的并且随后显示存在于电磁光谱中的特定部分中的能量。所显示的图像强度上的变化代表整个像场上的明显温度变化。所检测到的辐射看起来似乎是从目标表面上发出，但其实上由自发射、反射的辐射和大气路径辐射组成。为使目标从它的背景中区别开来，所检测到的辐射必须与背景辐射不同。

在第二次世界大战(World War II)期间，曾研制了实际的单元件红外线检测器，其使用一种铅盐化合物(PbS)。基本技术方法虽经改进，但在今天仍在使用。

至少从二十世纪七十年代开始，IR成像的允诺已导致了大量支出资源来改进IR检测能力(即，创建具有改进的检测性能和响应时间的IR光电检测器)。IR成像系统的应用包括军用和商用两者。军事应用包括目标探测、射击控制、侦察和导航以及其它。商业应用在包括民用、环境、工业和医学的领域的广泛范围上延伸。

一种惯用的红外线成像系统通常由多个子系统组成。图1说明许多所述子系统。从一目标表面发出的IR由光学子系统中的一个或一个以上透镜收集。一机械扫描器组合有时与光学子系统合并以在一成像视野上移动检测器的瞬时视野。在一扫描系统中，单个扫描器的输出可用来以如同商业电视的相同方式使用光栅化扫描线(rasterized scan line)逐步显示一成像的场景的强度。在使用凝视焦平面阵列(FPA)的状况下，没有扫描器和阵列中的个别检测器的输出提供场景变化。与光学子系统相关联的滤光器通常用于选择性地传递或阻挡光的某些波长。

光电检测器是每个红外线成像系统的“核心”，因为它将场景辐射(sceneradiation)转换为一可测量的(或可显示的)输出信号。惯用地，放大和信号处理产生一电子图像，其中电压差表示得自视野中的物体的IR辐射强度差。

在一凝视阵列中的各检测器或基于扫描检测器的系统通常具有其自身的放大器。放大器输出一同被多路复用并且随后数字化。一同多路复用的通道的数目取决于特定系统设计。然而，惯用系统通常具有并行操作的若干多路复用器和模拟-数字(A/D)转换器。

通常使信号数字化，因为处理和存储数字数据是相对容易的。惯用红外线成像系统严重依赖于用于增益/水平正常化、图像增强和扫描线插补的软件。图1中概括了所有所述事后检测、电子电路。在放大、数字化、图像再现和事后重组处理以后，将一对应于所检测的IR图像的输出信号传递给控制、监测、量测和/或显示设备。

已根据许多惯用应用给出了词语“红外线”(以及其缩写词“IR”)的不同含义。例如，所谓的“红外线膜”通常对于约0.85μm的波长敏感。响应大于0.7μm的波长的光谱一般导致通常被标记为“红外线”的系统。事实上，术语“红外线”已用于描述从0.7μm到1.0μm的范围内的电磁光谱的一个或一个以上部分。

在本发明的内容中，术语“红外线”和IR可互换用于广泛的描述系统响应、辐射信号和/或电磁光谱的范围在始于0.7μm的近红外线范围上至结束在约100μm的远红外线范围的范围内的部分。术语“红外线”和IR特定至少包括2.0到7.0μm的中波长红外线(MWIR)频带和7.0到15.0μm的长波长红外线(LWIR)频带。在特殊注释下，MWIR频带包含一第一热成像频带，所述第一热成像频带包括从3.0到5.5μm之间的波长，并且LWIR频带包含一第二热成像频带，所述第二热成像频带包括从8.0与14.0μm之间的波长。所述两个热成像频带与良好了解的大气传输窗口一对一地关联，此有利地允许IR辐射的有效传播。最为惯用的IR应用依赖对所述两个成像频带的一或两频带中的IR波长的检测。

事实上，最为惯用的IR成像系统通过对一个或一个以上待检测的IR波长的预定而被锁定在所述第一热成像频带或所述第二热成像频带。例如，Hg_1-xCd_xTe(x＝0.2)量子检测器、金属钠蒸汽装置和ZnGeP₂或Ag₃AsS₃非线性晶体基系统检测在第二热成像频带中的IR波长。相反，InSb光电检测器、量子计数器(CW和脉冲调制的)、金属铯蒸汽检测器和LiNbO₃非线性晶体基系统检测在第一热成像频带中的IR波长。虽然现行技术使IR检测成为可能，但锁定在所述第一热成像频带或所述第二热成像频带是可归因于惯用IR成像系统的显著的性能限制。多色性能对于前进(advance)IR系统而言可为高度理想的。收集个别IR光谱带中的数据的系统可分辨场景中的物体的绝对温度和唯一特征。多频带检测还使先进的彩色处理算法能够进一步改进灵敏度，使其超过单色装置的灵敏度。

当前，多光谱系统依赖于麻烦的成像技术，其或将光信号散布在多个IR

FPA上或使用一滤光轮来在光谱上分辨聚焦在一单FPA上的图像。因此，这些方法在尺寸、复杂性和冷却要求方面是昂贵的。

红外线成像系统并不像温度计一样实际地感测温暖或寒冷。实情为，所述系统感测在所关心的预定义的频宽中的电磁辐射。此检测频带的相对宽度或狭窄度是一个重要的成像系统特点。

在其最广泛的内容中，光电检测器或光传感器是任何将一检测频带中的入射辐射“转换”为一可测量的或可显示的电信号的装置。可将光电检测过程定义为通常包含两个步骤：(1)吸收入射红外线光，以造成在若干装置参数(例如，导电性、电荷容量、电压、温度等)上的相对应的改变；和(2)将所述发生改变的参数转译为若干可测量的值(例如，电压、电流等)。IR检测器技术中的进步主要与半导体IR检测器相连，所述半导体IR检测器包括在光子检测器的种类中。在此检测器种类中，辐射是通过与电子的相互作用而在材料内得以吸收。所观测的电输出信号是由改变的电子能量分布而产生。光子检测器展示了每单位入射辐射功率的响应的选择性波长依赖。其展现了极好的信噪比性能和非常快速的响应。但是，为达到如此，光子检测器需要低温冷却。冷却要求为基于IR系统的半导体光电检测器的IR系统更为普遍应用的主要障碍，其使得所述半导体光电检测器庞大、沉重、昂贵并且不方便使用。根据相互作用的性质而定，将光子检测器的种类进一步再分为不同类型。最重要的为：本征检测器、非本征检测器、光发射(金属硅化物肖特基(Schottky)屏障)检测器，和量子阱检测器。

IR检测器的第二种类是由热检测器组成。在热检测器中，吸收入射辐射以改变材料的温度，并且使用在某些物理特性上的所得改变以产生电输出。检测器元件悬挂在套板(lag)上，所述套板通常连接到散热片。热效应通常为波长独立的；信号取决于辐射功率(或其改变速率)，但并不取决于其光谱内容。在热电检测器中，测量内部自发偏振中的改变，而在辐射计(bolometer)的情况下，测量电阻上的改变。和光子检测器形成对比，热检测器通常在室温下操作。其通常以中等的灵敏度和缓慢的响应为特征，但其便宜并且易于使用。在IR技术中的最大效用已发现辐射计、热电检测器和热电元件。直到九十年代，相比于光子检测器，已在商业和军事系统中显著减少了热检测器的使用。此差距的原因在于，普遍认为热检测器与光子检测器相比相当慢并且不灵敏。结果，相对于对光子检测器的开发的努力而言，世界范围的对于开发热检测器的努力极其的少。然而，在过去十年中，已展示，可从以TV帧速率未冷却操作的热检测器阵列中获得极其良好的图像。热检测器的速度对于具有二维(2D)检测器的非扫描的成像器而言是相当充分的。热检测器的中等的灵敏度可由2D电子扫描阵列中的大量元件补偿。

虽然在特定技术建构的热IR检测器中存在制造与操作的权衡，但其通常共享一共同组的积极特点：

在室温下操作，使得无需精密的外部冷却系统；

大的格式可行性，其允许改进的检测灵敏度；

相对低的功率消耗并且易于维护；

重量轻、紧凑性；

使用惯用硅和/或集成电路材料和使用惯用处理技术的高度可制造性(即，高产量)；和

低成本。

以上所列举的最后的益处可能是最为显著的。热IR检测器的低成本的性质解释了其在低端商业应用中的盛行。也就是说，惯用热IR检测器相对制造和操作简单，并且因此，良好的适合于成本考虑优于性能考虑的低端和中等应用。

此事实在考虑了一列与热IR检测器相关联的共同缺点的情况下清楚地显现出来，包括：

低检测性能(即，有限的识别范围)；

低空间分辨率；

缓慢的响应时间；

低灵敏度，其需要精密的校准和成本高的校正电子器件；

对于用于隔热的真空包装的要求；和，

对于某些形式的热电冷却来稳定温度的频繁的额外要求。

热IR检测器与光子(或量子)IR检测器之间的对比为惊人的。光子检测器的惯用实施工具包括(例如)：硅化物肖特基屏障装置(铂硅化物)；InSb(锑化铟)；HgCdTe(碲镉汞或MCT)；能带隙设计的次能带间的光电感测器；砷化镓(GaAs)基量子阱红外线光电检测器(QWIP)、InSb/InAs II型晚饭晶格(supper-lattices)和量子点红外线光电检测器(QDIP)。

每个所述技术产生一光子IR检测器，其相对于光子的实际能量展现与所吸收的光子数目相关的输出信号。通常，相对于光子吸收的过程所引起的能量状态之间的电子/电洞转移而产生电流。在下文中，所有输出一关于所吸收的光子数目而变化的信号的IR检测器将被命名为“光子(或量子)IR检测器”。

再次，虽然在特定技术建构的光子IR检测器之间存在制造与操作的权衡，但其通常共享以下组的积极特点，包括：

高空间分辨率和热分辨率；

高检测性能，因此使长的识别范围成为可能；

快速响应时间；和，

检测偏振光，从而允许在背景中的自然物体与人造物体之间作出区分。

不令人感到惊讶的是，惯用光子IR检测器支配高端商业和军事应用。也就是说，惯用光子IR检测器提供优良的性能并且因此，支配性能考虑优于成本考虑的高端应用。

通常与光子IR检测器相关联的缺点包括：

由特殊材料的所要求的组合导致的不均匀问题；

包括许多步骤和低装置产量的困难的制造过程；

材料和加工与当前硅加工技术的不兼容性；

冷却要求，通常至低温温度；

难以维护问题和高功率消耗；和，

高成本。

许多与惯用光子IR检测器相关联的缺点是显著的。事实上，这些缺点在除了最高端和最高成本的应用以外的所有应用中，已因此大大淹没了光子IR检测器所提供的显著的检测性能。

大格式阵列是最难以获得的，给出个别光子检测器的低产量和通常非均匀的性质。特殊组合材料要求定制生产线和高度特殊化的加工技术。与硅基半导体制造的成熟领域的兼容性的缺乏，以及提供一精密的、外部冷却系统的巨大的负担(财政、维护和技术)导致非常昂贵的建构并且通常庞大的IR检测系统。

从上述允用技术的示范性清单中，清楚的是，已作出巨大的努力来识别可在合理的价格内实现的高性能IR检测器。近来，随着微辐射计的发展，已在热IR检测器上作出了极大的改进。例如，参看Brady等人的Advances inAmorphous Silicon Un-cooled IR Systems，SPIE Conference on InfraredTechnology and Applications XXV，Orlando，FL.，SPIE第3698卷，1999年4月。然而，所述装置仍经受相对大的元件尺寸和慢的响应速度。此外，在制造所述装置中涉及了复杂的MEMS(微型电子机械)加工技术。

随着改进的QWIP装置(既对IR灵敏又以相对低成本制造)的发展，已在光子IR检测器上作出了新近的进展。QWIP装置检测扩展到远红外线的波长，极大地扩展了IR检测范围。此外，QWIP装置提供新的功能特征，例如偏振灵敏度检测。而且，所述装置必须在显著低于80°K的温度下操作以减少暗电流，以便达成优化性能。低操作温度为对于基于III-V型半导体材料的基本限制。此归因于所述材料中的纵向光学声子的高强度，其导致电子的非常强烈的热激发。因此，所述结构的特点在于大的暗电流和噪声。QWIP的一额外不足为由于需要垂直于量子阱结构的层面的电场分量的“量子力学偏振法则”(quantum mechanical polarization rule)使得其无法检测正常入射光的事实。可通过经由45°晶面照射所述结构(仅用于单元件检测器或线性阵列的可行解)来满足此偏振法则。另一种用于满足偏振法则的方法为使用衍射光栅，其在二维检测器阵列的情况下具有实际重要性。因此，QWIP具有低的量子效率并且需要一长的积分时间来用于信号达到适当的检测能性。

近来发展的QDIP提供了许多优点，包括：较低的暗电流和对正常入射光的本征灵敏度。QDIP也在较高温度下运作。然而，关于量子点结构的增长的技术仍处于早期研究和发展状态并且量子点技术远不够成熟。关于控制点密度、大小和形状均匀性以及加工稳定性和可重复性的问题仍提出严重的挑战。虽有所有相关承诺，但QDIP和QWIP一样仅响应单一辐射波长或响应一窄光谱带。

因此，惯用光子IR成像系统继续呈现基本选择。除非性能要求足够高来调整较昂贵的基于光子IR检测器的成像系统，否则可选择具有相对低的性能的低成本热IR成像系统。也就是说，性能与成本相对于预期应用或预算是交换的。将惯用系统锁定为一单热成像频带并且通常锁定为所述频带中的单检测频率。

在IR成像系统领域中的性能与成本之间的此霍布森的选择(Hobson′schoice)仅为普遍缺乏有能力的硅基光电子装置的一个结果。理想地，将存在一种全硅的、未经冷却的光子IR检测器并且易于与现存半导体电子器件集成。所述未经冷却的光子IR检测器将能够检测一个范围内的或至少复数个IR频率。然而，硅基技术以其在光学应用的较差性能而被广泛的公认。

上述关于惯用光子IR成像系统的详细论述为依赖于低性能、硅技术、高成本特殊材料，或依赖于所述两种通用技术的混合的惯用光学组件和电光系统中所固有的许多令人遗憾的权衡、缺陷和限制的示范。

明显地，需要一种新型并且从根本上不同的方法。

发明内容

本发明克服了使惯用方法以包括诸如光能向上转换的检测并处理光信号为特点的缺陷。

在一个方面中，本发明通过在一“组合结构”中创建一个所谓的自由载流子(即，电子和/电洞)的稳态、非平衡分布(SNED)克服了先前所述的和类似的缺陷，所述组合结构包含埋置在一诸如半导体、电介质或聚合物的宽能带隙材料或组合物中的介观尺寸区域。设想无机和有机材料都是潜在的宽能带隙材料。

根据本发明的一个方面，相对于具备一组合结构的能量屏障形成自由载流子的一SNED。此能量屏障的高度取决于所述组合结构的组成部分的电子亲合性与所述部分之间的边界上的表面状态的数目之间的差异。

自由载流子的一SNED的有效形成提供了对于光学信号检测和处理的惯用技术的惊人的性能改进，并且发现在广泛范围的领域中的应用，所述领域包括：半导体装置和光电子器件。光子能量转换器(光波长转换器)光调制器、光交换器、波分多路复用器、光放大器、激光器、基于电子或光学的数据存储器和彩色显示器为可在此现象的基础上得以改进的装置和系统的现成的实例。

因此，在一个更为特殊的方面，本发明提供了一种使光子能量向上转换的新型方法。在此内容中，本发明提供一种方法，通过所述方法可使用介观标准约束(“MCC”)达成自由载流子的光诱导、稳态、非平衡分布(“PISNED”)。红外线(“IR”)到短波长IR(“SWIR”)或可见光能量向上转换为并入自由载流子的一PISNED的具体应用的一个实例。

在此光学能量向上转换(或在同时执行的光波长向下转换)的方法中，一外部能量源，或抽吸光源通常提供完成向上转换所需的能量。根据本发明的完成向上转换的电光装置或“光转换器”优选为传入的IR辐射提供一可调谐的光谱响应，其可相对于抽吸光源的光子能量和组合结构中的介观尺寸区域与周围宽能带隙材料之间的能量屏障的给定高度而调节。

在另一相关方面中，根据本发明形成的光转换器与惯用硅基光电检测器或诸如CMOS或CCD装置的惯用硅成像电路的集成，提供一种由全部硅基材料形成的具有一光可调谐光谱范围的高性能、光子(量子)、未经冷却的IR检测器。

与上述一致，本发明还提供适用于实施改进的光信号检测和处理的特定媒介。总的来说，所述媒介是由介观尺寸粒子形成，所述介观尺寸粒子是由半导体或金属形成并提供在一由诸如SiO₂、Si₃N₄或非晶硅的宽能带隙半导体或电介质材料形成的基质中。当其被运作性地组合以接收一光输入信号和一光抽吸信号时，特定媒介产生一高度有效的双光子诱导的光致发光。

附图说明

从下文给出的详细描述中和从本发明的选定实施例的附图中将更为全面地了解本发明。在所述附图中：

图1是惯用IR成像系统的方框图；

图2A、2B、3、4A、4B和4C说明介观区域或粒子所借助形成为一组合结构的成品的一部分的示范性方法；

图5A说明关于一组合结构的示范性抽吸源构造；

图5B说明关于一组合结构的示范性波导/抽吸源构造；

图6A、6B和6C说明一种用于(例如，根据本发明的一个具体应用)将一光学向上转换层形成为一光成像系统的一部分的方法；

图7进一步说明图6A-6C的向上转换层与一惯用CMOS成像器的组合；

图8说明适用于集成根据本发明的光学向上转换层的示范性IR成像系统；

图9、10、12和13为从展示一样本组合结构的选定特点的试验中得到的图解数据；

图11以方框图形式说明用于得出图9、10、12和13中所示的数据的试验装备；

图14A到图14E说明根据本发明的组合结构可借此形成的另一个示范性方法；和，

图15A、15B和15C说明根据本发明的组合结构可借此形成的又一个示范性方法。

具体实施方式

在本发明的一个示范性实施例中，在下文通常称作“组合结构”的指定媒介中产生自由载流子的稳态非平衡分布(“SNED”)。此外或或者，将组合结构中所引发的自由载流子约束在介观尺寸区域中，这些介观尺寸区域通过能量屏障而与包围宽能带隙材料分离。所谓的能量屏障“高度”是自由载流子克服屏障并从介观尺寸区域穿透到包围宽能带隙材料中的所需能量的测量值。这一高度是由形成组合结构的组份之间的电子亲合性之间的差异以及这些组份之间的边界上的表面状态的数目来决定的。

与被束缚在一种材料的原子结构中的其它载流子相比，“自由载流子”是能够穿越这种材料自由移动的带电载流子。自由载流子可呈电子、电洞和/或电子与电洞一起的形态。例如，在组合结构是由晶体硅形成，介观尺寸粒子被氢化非晶硅的包围层埋置且受光能量源抽吸的情况下，因为所造成的约束影响了电洞但并没有影响到电子，所以形成自由电洞的光引发的SNED。

可使用几种常规技术将自由载流子“引入”(即，产生或引发)到耐用组合结构的介观尺寸区域中。

例如，可通过对介观尺寸区域进行适当地掺杂来引入自由载流子。可在介观尺寸区域的沉积或生成期间对选定的杂质使用常规上已理解的离子植入和扩散。为达到掺杂的目的，优选是使用会在形成介观尺寸区域的材料的能带隙内产生浅能量水平的杂质。术语“浅”用来描述相对接近能量空间中的导电带/价电带的能量水平。在组合结构的工作温度下，相关热能量大到足以造成杂质原子的离子化。结果，在导电带或价电带中，自由载流子与形成介观尺寸区域的材料晶格的原子平衡。

或者，可通过将杂质δ掺杂到位于紧靠介观尺寸区域的材料区域中来引入自由载流子。δ掺杂是HFET晶体管、QWIP或QDIP形成中常规使用的技术。在紧靠材料区域的地方进行δ掺杂，自由载流子便能够从杂质原子穿遂(或“跌落”)到介观尺寸区域中的较低能量状态。如同前一实例那样，在导电带或价电带中，这些自由载流子与形成介观尺寸区域的材料晶格的原子平衡。

在另一替代例中，用电将自由载流子注入到介观尺寸区域中。这项技术常规上用于晶体管、发光二极管和半导体激光器中。在使用电注入时，自由载流子在其能量状态大于热能量状态的能量时可不平衡。在块体材料中，这种高能量自由载流子通常会非常快地驱散其能量(例如，在10^-12秒之内)，且变成平衡的自由载流子。(驱散是因为所谓的热化处理，或自由载流子与光频声子之间较强的相互作用造成)。通过比较知道，在介观系统中，由于下文将描述的特定特征，自由载流子将保持高能量有相对较长的一段时间。

在另一替代例中，可将自由载流子光引发到介观尺寸区域中。即，由于光子吸收的结果可通过光抽吸源产生自由载流子。在光子能量稍大于能带隙能量的基本吸收情况下，在介观尺寸区域的导电带中产生自由电子，且在介观尺寸区域的价电带中形成自由电洞。在非本征吸收的情况下，可从深的杂质能级激发出自由载流子。当光子能量等于能带隙能量时(或在非本征吸收的情况下，当光子能量至少等于深能级与相应被许可能带之间的能隙时)，自由载流子是平衡载流子，且其稳态分布是规则的Fermi或Boltzman分布。当光子能量远大于形成介观尺寸区域的材料的能带隙能量时，自由载流子是“热的”或极不平衡，且其分布可与平衡状态明显偏离。

众所周知，常规上应用于材料来引入自由载流子的前述(且仅仅是示范性的)技术可造成平衡状态下自由载流子的宽分布。相对而言，本发明提供了介观尺寸区域中自由载流子的极不平衡的分布。此外，本发明在很长的一段时间(即稳态下)都维持这一非平衡分布。

为形成所要的非平衡分布(例如，为“类似香烟”形的极窄分布)，系统中的自由载流子必须具有相同或极其类似的能量状态。在一特定实施例中，本发明通过在“kT”(“k”是Boltzman常量(焦耳/K°)，且“T”是绝对温度(K°))一直到能量屏障高度之间调整光抽吸能量，来调节自由载流子的能量状态以形成所要的分布，其中能量屏障高度用电将介观尺寸区域与包围宽能带隙材料分离。这种配置仅在能量屏障的高度小于撞击离子化能量时有用。对于使用硅的情况而言，这个能量值约为2.5eV。以此方式，本发明提供了具有光学可调节特性的特定媒介。

继续进行光引发SNED的实例，形成自由载流子的所需非平衡分布需要将自由载流子约束(或定位)在介观尺寸区域中。即，自由载流子迁移到形成介观尺寸区域的材料中会受到合适的能量屏障的约束。

原则上，能量屏障-存在于分离组合结构的组成组份的边界上-提供了对自由载流子的约束。如先前所述，能量屏障的高度由电子对形成组合结构的全异材料的相对亲合性来决定。例如，在使用半导体材料来形成组合结构的情况下，能量屏障因为电子能带偏移，或价电带偏移，或导电带偏移而造成。如常规上理解的，“电子亲合性”这一材料特征等于将一个电子从导电带底部的一种能量状态激发到真空能量状态，使得电子从这种材料游离(“逃逸”)而所需的能量的测量值。

然而，电子位于块体材料中(verses)于电子位于材料的表面(或边缘边界)处，电子亲合性可有所变化。表面处电子亲合性的实际量值取决于边界处表面状态的数量和类型。因此，设计组合结构来有效地形成所需自由载流子分布必须考虑到存在于组合结构的组成组份之间的能量屏障的性质和质量。这个能量屏障不仅是被选来形成介观尺寸区域的特定材料和包围宽能带隙材料的产物，而且是这两种材料之间的界面(边界)的质量的产物。

在一个目前是优选的实施例中，本发明提供被宽能带隙材料(诸如SiO₂、Si₃N₄或非晶硅)埋置的晶体硅介观尺寸区域。通过选择一种宽能带隙材料来作为包围基质材料，可有效地形成能量屏障来抑制自由载流子从介观尺寸区域穿透到包围材料中。结果，自由载流子仅在其克服了能量屏障的情况下才穿透到包围材料中。在不从组合结构以外的某一能量源接收能量的情况下，这是无法做到的，例如用IR光引发的激发将自由载流子激发到红外线检测器的范围中。

为对组合结构中的每一被包围区域获得足量的自由载流子，且使自由载流子从一种能量状态连续变成另一种能量状态，被包围区域的物理尺寸成了一个设计议题。在本发明中，被包围区域的尺寸可以不是“量子”性的。量子尺寸是其中区域直径的特征为同级电子波长的尺寸。即，如果区域尺寸是量子的，那么电子能谱将是离散的。这种能谱很大程度上排除了连续改变自由载流子的能量状态的需要，因为量子区域中仅存在极少几种(例如，一种或可能四种)能量状态。能量状态的实际数目将取决于能量屏障的高度，其中高度越小，量子区域(或“阱”)中将存在越少的能量状态。

这组相关要求必须结合Pauli的排除原理(Exclusion Principle)作进一步的考虑，所述原理中陈述了单一能量状态(或能级)可以同时被不多于两个的具有不同旋转方向的电子或电洞(即，费米子)所占据。因此，组合结构中被包围的介观区域的尺寸“d”由关系式λ_fc<d(如以下所定义)来定义。这项定义确保了被包围的区域显示分布于连续能谱上的自由载流子的标准特性。在此空间范围下，充分且大量的自由载流子在各自的介观尺寸区域内有效。

在一些其它的细节中，介观空间范围d由关系式λ_fc<d<l_e，h来定义，其中λ_fc是自由载流子的波长，且l_e，h是自由载流子散射的自由路径。在大部分实际情况下，λ_fc将小于10^-7cm且l_e，h将在10^-5cm级。对于d的第一个条件是，要求λ_fc<d，使介观尺寸区域的特征为多载流子标准点。第二个条件是要求d<l_e，h，以允许自由载流子与形成介观尺寸区域的原子之间的能量转移显著减少。换句话说，自由载流子与介观尺寸区域的原子结构在热力上是退耦的，或是热量上隔离的，从而使得自由载流子与形成介观尺寸区域的原子可保持在极不同的热能量状态下。因此，为在“热”自由载流子与声子之间减少能量交换，且因此来以显著方式延长热化时间并提供自由载流子的SNED，介观尺寸区域的直径应满足条件d<l_e，h。

在这些条件下，自由载流子无法通过发射声子来驱散其能量。能量驱散而是仅可发生在自由载流子与介观尺寸区域的实质边界相互作用时，且这个过程极为低效。因此，当将非平衡自由载流子约束在尺寸直径小于自由路径载流子的散射自由路径的介观尺寸区域中时，自由载流子保持为热的(保存了能量)有相对较长的一段时间，其中这个“热持续时间”至少和红外线光子的吸收所需的时间一样长。

关于项λ_fc本文保证了另外几条注释，其中所述项是自由载流子的DeBroglie波长。这个波长是量子参数。根据常规上已理解的粒子波二象性原理或De Broglie原理，自由载流子不仅可表现为粒子，而且可表现为特征为具有确定波长(或频率)的波长。如果满足条件λ_fc<d，那么自由载流子的类似波的特性可忽略，且可将自由载流子描述成标准粒子。因此，在设计耐用组合结构中，可适当考虑这种粒子的速度，及其与形成组合结构的组成组份的原子(以及这些材料之间的边界)之间的相互作用。

介观尺寸区域的其它标准性质确保了自由载流子的能量状态不会量子化。换句话说，各种能量状态之间的能隙充分小于关于这个关系式的热能量“kT”。因此，存在自由载流子能量状态的准连续光谱，而不是仅仅几个离散的能量状态。因此，介观尺寸区域中的能量状态的数目极大且这个区域充当多载流子区域。

通过比较知道，常规量子点具有与自由载流子(粒子)的波长同级的尺寸，且离散能谱仅具有几个能量状态。(然而，能量状态的实际数目取决于能量屏障的高度和量子阱的深度)。因此，根据Pauli原理，量子点中自由载流子的数目不受限制，且在大部分实际情况中每点仅包括几个自由载流子。

在一些其它的细节中，能量屏障的高度ΔE可以表达成ΔE＝x_包围-X_{介 观}±δE_界面，其中x_包围是包围宽能带隙材料的电子亲合性，X_介观是形成介观尺寸区域的材料的电子亲合性，且δE_界面是屏障高度的变化，所述变化是这两种材料之间的边界处的各种界面状态造成的。从这个关系式可明显看出两种组成材料之间的边界的重要性。质量上，δE_界面＝e·Δφ_s，其中e是电子电荷且Δφ_s是一个复杂函数，其取决于界面状态的数目(或密度)，且表达了表面上的电势与相关块体材料的电势之间的差异。(目前还不存在可接受的理论来精确地计算边界界面状态的影响。因此，必须通过实验而并非计算来测量屏障的高度)。然而，常规上从QWIP和QDIP的能带隙工程学理解的是，可通过仔细选择材料来决定形成组合结构的材料的相对电子亲合性。

此处也关于“自由载流子”的性质保证了另外几条注释以及它们与介观尺寸区域的原子的相互作用。本发明前后文中涵盖标准的自由载流子。在接受光抽吸的组合结构的示范性前后文中，自由载流子在抽吸源所产生的具有能量

的光子的影响下被加热(即，变热)。(“热”自由载流子是具有远大于热能量值kT的能量的载流子)。热自由载流子具有动能，所述动能由来定义。在这不断增加的能量的影响下，热自由载流子开始移动并与形成介观尺寸区域的材料的原子晶格碰撞(即开始散射)。碰撞(即，散射活动)间隔的特征是动量释放时间

。在每次碰撞活动中，自由载流子损耗能量并冷却下来。单次碰撞期间从自由载流子转移到晶格原子的能量部分Δε(用量子力学的说法是“声子发射”)极小，因为自由载流子的质量m_fc明显小于晶格原子的质量M_A。这一事件可表达成 $\mathrm{\&Delta;\&epsiv;}={\mathrm{\&epsiv;}}_o\sqrt{m_{\mathrm{fc}}/M_A},$ 其中ε_o是自由载流子碰撞前的能量(第一次碰撞前 ${\mathrm{\&epsiv;}}_0=E_{\mathrm{ph}}^p-E_g^{\mathrm{si}}$ )。

这些碰撞是类似弹性的，即自由载流子的速度向量改变，但不会对其绝对值造成实质性的明显变化。因此，将自由载流子完全冷却到晶格的温度，以在自由载流子与晶格之间获得热平衡需要在能量释放时间段

进行大量的碰撞。因此，能量释放的平均自由路径 $l_{\mathrm{fc}}^{\mathrm{\&epsiv;}}=\stackrel{\&OverBar;}{V_{\mathrm{fc}}}\&CenterDot;{\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{fc}}^{\mathrm{\&epsiv;}}$ 远大于动量释放的自由路径 $l_{\mathrm{fc}}^p=\stackrel{\&OverBar;}{V_{\mathrm{fc}}}\&CenterDot;{\mathrm{\&tau;}}_{\mathrm{fc}}^p,$ 其中

是具有动能s的自由载流子的平均速度。

因此，条件 $d<l_{\mathrm{fc}}^p$ 必定造成条件 $d<l_{\mathrm{fc}}^{\mathrm{\&epsiv;}}.$ 这些关系式的表达是精确的，其中自由载流子的数目不十分大。例如，在金属或简并半导体中，主要的能量释放机制是热载流子与冷载流子之间的碰撞。在这种情况下，因为质量相对相等，所以能量转移极为有效，且

与是同级。因此条件 $d<l_{\mathrm{fc}}^p$ 表达了所述事实：在与表面原子碰撞之前，自由载流子不会驱散其能量。但在靠近表面处，因为存在能量屏障，所以自由载流子的波函数较小。同时，表面原子的数目N_s小于块体中原子的数目_Nb：Ns/N_b＝1/d，因此，能量损耗和所造成的表面声子的发射的效率较小。因此，满足了条件 $d<l_{\mathrm{fc}}^p$ 使得组合结构中自由载流子与晶格原子的相互作用明显减小，组合结构例如包含被宽能带隙基质材料包围的介观尺寸半导体或金属区域。

如上文所述，在特定条件下，形成介观尺寸区域的原子结构和介观尺寸区域中的自由载流子在热力上保持退耦。即，形成介观尺寸区域的原子在热量上保持与自由载流子隔离，无论是否有自由载流子存在或引发到介观尺寸区域中。因此，与形成介观尺寸区域的原子的热能量状态相比，自由载流子可以极不同的热能量状态存在。

自由载流子与形成介观尺寸区域的原子结构之间的所得热隔离允许在埋置于包围材料中的介观尺寸区域中形成热自由载流子的稳态非平衡的分布。

一旦形成了这种稳态非平衡的分布，自由载流子便可应用到许多技术问题中，包括检测和/或处理一个或一个以上的光信号。本文使用的术语“光信号”意思是，电磁光谱中任何地方的辐射、反射、发射或折射能量，且尤其包括具有一或多种波长的能量，这些波长范围的变化是从紫外线的(10^-8cm)到雷达的(1cm)。

IR辐射的向上转换是本发明更广泛应用中的一个特定实施例。整篇揭示案中都使用关于IR的实例来更特定地说明如何建立和使用本发明。然而，这个实例仅仅是一个示范性的应用。在更为详细的描述这个示范性应用之前，作些背景讨论是有效的。

已证明了硅(“Si”)本身是用于可见光光谱范围的图像传感器的选用材料。常规CCD和CMOS成像器广泛用于影音和数字摄像机中，且其可用的制造/处理技术非常成熟且是低成本的。然而，块硅的自然能带隙(约是1.1eV)对波长大于1.1微米的IR辐射表现出(其)透明性。因此，Si对MWIR和LWIR光谱范围内的辐射不敏感。

从这个基本限制的观点来看，需要某些特定媒介。理想地，特定媒介应与常规的硅基集成电路构造技术相容。应该能够在室温下将IR光子通量转变成可见光子通量。也应该允许和常规的CCD或CMOS成像器进行光耦合。在具备这些性质的情况下，特定媒介将允许建立一个全硅的IR成像器，该成像器可快速变成IR图像传感器或选用系统以用于商业和军事应用中。

产生IR图像传感器的第一种尝试开始于30年前，通过将常规的入射IR辐射转变成可见光以供常规的硅基量子成像电路作随后的处理。1976年美国政府的一项研究中注明：“[a]从现象学的基本关注点引发出，参数性向上转换具有几种可能的应用。IR波长变换成可见光允许使用便利的检测器，其不需要冷却或将屏蔽，且其具有低杂波、放大能力”(参考Krishnan等人的Evaluation of Technologies for Infrared Imaging，Air Force AvionicsLaboratory Technical Report AFAL-TR-76-82，Stanford Research Institute，Menlo Park California，1976年5月，摘自in Infrared Imaging Using NonlinearOptical Upconversion，SPIE第122卷，Advances in Laser Engineering，1977年)。

后来一直在多种技术上进行了尝试，其中大部分对于试图识别实际的向上转换媒介是没有用的。可将先前技术随意地分成两个类别：非半导体和半导体技术。下文将概述这些技术：

a.非线性晶体

非线性晶体中的红外线向上转换是一个相干现象，其依赖于不同电场的相互作用，这些电场受某些晶体(诸如LiNbO3)的折射率控制。本质上，选择具有特定频率的抽吸光来与红外光混合，以产生频率的和且产生所要的输出信号。非线性晶体中的向上转换已知且研究始于二十世纪60年代，但是仍保留有待继续探讨的领域。例如比较Kleinman等人的Infrared Detectionby Optical Mixing(杂志Applied Physics，40，第546-59，页1969年)与美国专利第5,195,104号(1993年3月16日颁予Lasen，Inc.of Las Crues，New Mexico)。

研究继续进行到实施非线性晶体的基于IR的检测器时，提出了所要向上转换器的概念和系统方案。例如，当代基于晶体的系统提供的一种解决方案是提供能够在室温下进行和频产生(SFG)的非线性晶体。(参考Brewer，C.D.等人的Space-bandwidth Product Enhancement of a Monostatic，Multiaperature Infrared Image Upconversion Ladar Receiver IncorporatingPeriodically PoledLiNbO3，Applied Optics，第41卷，No.12，第2251-62页，2002年4月20日)。通过SFG，抽吸场与接收到的(IR)信号场一起耦合到非线性晶体中。所得频率求和在对应于接收到的IR信号的可见光谱中产生了频率变换输出信号。可见输出信号随后可被“硅CCD阵列”俘获(参考Id.2252)。

b.两光子频率上转换装置

与其它的相干频率向上转换技术(诸如基于非线性光效应的光谐波产生或和频混合)相比，向上转换的激光发射方案不需要使用相位匹配技术，允许将半导体激光器用作抽吸源，且能够采用波导配置。早先两光子抽吸(TPP)激光发射装置将抽吸源与大量不同的线性晶体相结合。然而，这些系统要求的低操作温度(在10到260°K之间)将它们与所述项设计进一步的区分开。(例如参考Goa等人的Proc.SPIE-Int.Soc.Optical Engineering，第322卷，第37-43页，1983年；和Yang等人的Applied Physics Letters，第62卷，第1071-73页1993年)。

已通过使用金属蒸汽或其它以气体为主的向上转换媒介实现了室温TPP激光发射。(参考Willenberg等人的Applied Physics Letters，第24卷，第427-28页，1980年；和Goldston等人的Laser Focus World，第27卷，27-29，1991年)。类似地，室温向上转换激光发射已成功实现于掺杂有稀土离子的媒介中。(参考MacFarlane的Applied Physics Letters，第54卷，第2301-02页，1989年；和Hanna等人的Optical Communications，第78卷，第187-94页，1990年)。

两光子抽吸激光发射且最近是三光子激发也已经完成于掺杂有机染料液的媒介(例如，多孔玻璃)中。所述项工作回溯到二十世纪70年代，但仍保留有待于获得明显的研究成果的领域。(例如参考2002年6月11日颁予Research Foundation of State University of New York的美国专利第6,402,037号，和He等人的Observation of Stimulated Emission by Direct ThreePhoton Excitation，Nature，第415卷，第767-70页，2002年2月14日)。

在完成IR向上转换的这些全异模式中，得到的所公布的研究和明显知识产权方面的投资数量是相当显著的。总体上没有获得与这些技术相关的商业成功也是显著的，此外，IR向上转换中的非线性晶体、金属蒸汽、掺杂稀土的媒介和以有机染料为主的溶液与所要的硅基技术极为不同。

必须解决与硅光子学相关的两个非常基本问题，以便获得高效的IR-可见光的向上转换层。首先，必须解决如何使硅有效地吸收IR辐射的问题。其次，必须解决如何在硅基结构中实现有效的可见发光的问题。

关于IR吸收的第一个问题，已解释，常规上认为单是块硅并不是用于IR检测的合适材料。具有小于Si的能带隙能量的能量的IR光子的基本吸收微弱到可以忽略。在所谓的“非本征硅”的光敏电阻器中，Si掺杂有特定的杂质(例如Ga、As、In、Sb等)，其在能带隙中形成电子状态。这些光电检测器在杂质引起的能级与导电带或价电带之间使用电子过渡，且可用于检测到具有远小于这个能带隙的能量的光子。非本征硅光电检测器用于宽范围的IR光谱中，这个范围从几个μm扩展到≈300μm。这些检测器是在λ≥20μm的范围内操作的主检测器。高速形成的硅的MOS技术的可用性方便了大检测器阵列的集成，这些阵列具有电荷转移装置以用于读取和用于信号处理。良好建立的技术也有助于制造均一的检测器阵列和形成低杂波的接触。虽然已检测到地面应用中的较大非本征硅FPA的潜能，但是兴趣已经减弱，本征能带-能带检测器(HgCdTe、InSb)因为其更加方便的操作温度而开始受到支持。Si非本征光电导体的特征是低量子效率和检测灵敏度。为最大化这些参数，应尽可能的提高掺杂含量。增加掺杂浓度使得暗电流和杂波增加，反应时间减慢，且需要极低的操作温度(例如，接近液态氦或约4°K)。需要这么低的操作温度来阻止将载流子从杂质能级中热激发出来，且因此产生热杂波。因此，这种侦测器的使用大部分仅限于用于空间-地面-天文学应用(尤其是低地面通量)中的、波长从13到20μm的固定系统中，其中HgCdTe的组份控制比较困难。

解决IR吸收问题的另一个解决方案是，使用能带隙工程学概念和相关量子尺寸效应来产生IR敏感的、次能带间的硅基QWIP或QDIP。不幸的是，由于硅中的电子有效质量较大，仅稍小于自由电子的质量，因此仅有极小的纳米尺寸的量子阱或量子点可用于IR光子次能带间的吸收。构造具有这种大小的和/或点遇到了巨大的技术难题。此外，提供与Si的高质量界面的已知基质材料(诸如SiO₂)的特征是极大的导电带偏移(在Si与SiO₂之间为～3.7eV的导电带偏移)，其大大减小了检测灵敏度且需要施加极高的偏压。在形成硅基次能带间QDIP的另一替代方法中，在硅基质中形成锗点。然而，这种方法涉及外延生成技术，这种技术是存在问题的，且与常规的硅基IC构造技术不相容。

关于硅基结构的可见发光的第二个问题，硅的发光效率是糟糕的，300°K下是10^-4级的量子效率。这个低效率是Si能带隙的间接性质造成的。电子-电洞的辐射重组过程仅可发生在保存了动量的情况下。在间接材料中，通过将动量转移到声子来进行动量保存。与直接的间隙重组相比，这样的三体处理十分低效。这是硅为什么是这么低效的发光器的主要原因。

已提议用来减轻硅的糟糕的光发射性的许多极为不同的方法，且实际上一直在对这些方法作探究。最好在这些大部分是失败的尝试背景下理解本发明。有些超晶格结构(诸如Sil-x Gex量子阱或Si/Ge)依赖于能带结构工程学。其它超晶格结构(诸如量子点或多孔硅(π-Si))依赖于低维度结构中的量子约束效应。另外有其它的超晶格结构取决于受杂质调解的发光，这种发光来自等电子替代品或添加稀土离子所造成。为理解这些背景方法且易于认识到本发明的优势，应适当地回顾关于结晶硅的光发射问题。

已进行一些尝试来(1)通过增加电子与电洞的波函数之间的重叠来增加发光效率，例如经过约束和/或能带结构工程学；(2)通过形成特定的合金和分子来调节发射波长；和/或(3)在杂质中心处引发重组。在前后文中应注意，杂质的引入造成了光致发光波长相应增加。杂质在Si能带隙中产生电子状态。关于杂质的电子过渡的特征是其能量小于能带隙的能量。因此，发射光的对应波长大于Si吸收光谱的长切断波长(～1.1微米)，且因此Si检测器无法检测到。

因此，对于形成光耦合到CMOS成像器的向上转换层的问题，直接使用不同种类的杂质不是合适的方法。为增强耦合效率，需要将光致发光峰值变换成较短的波长。以此方式，Si吸收与光致发光光谱之间的重叠增加，且因此，耦合效率也增加。

优选地，发射(光致发光)光的波长将大于抽吸光能量的波长。例如，CMOS成像器也将通过滤光器与光抽吸能量屏蔽开。这些参数强烈地暗示，光抽吸能量与光致发光的光之间的各自的波长将充分分离。

发射具有充分大于能带隙能量的能量的光子是不可能的。即使在由高能量光子进行光激发的情况下，非平衡电子也会经过在极短时间内对光声子散射而浪费其能量，这个极短时间通常小于10^-12秒。因此，主要的辐射重组保持在导电带的底部与价电带的顶部所界定的状态之间。所得发射的特征是能带隙能量上的光子能量。

对Si应用量子约束方法将增强光效率且增加值为1.1eV的块体光间隙。在这种情况下，次能带间辐射重组将发生在离散能量级之间，这些离散能量级由Si的受约束结构中的量子约束所引发。已研究了各种量子约束技术，以作为克服关于硅的间接能带隙限制的可能方法。相关的光发射研究考虑到硅基纳米结构的影响，包括π-Si、纳米束和量子装置(线和点)。对硅纳米结构的兴趣来自这一认识：当材料的晶体直径小于块体晶体硅中的4.3nm的自由激子Bohr半径的尺寸时，产生载流子波函数的约束的发射效应。(下文将看到，这个比工作前提更加前提的“认识”已经将研究重心完全倾斜到纳米结构的研究中)。如目前所理解的，量子限制增加了电子/电洞波函数的重叠，从而使得光发射效率增加，且将发射峰值变换到更高的能量状态。

多孔硅(π-Si)因为其作为一种发光硅材料的潜能已得到广泛地研究。在以氢氟酸为主的电解液中电化分解硅。氢氟酸只是极慢地腐蚀单个晶体硅。然而，电流在酸性电解液与Si之间流过会在相当大程度上加速处理过程，使得深而窄的孔阵列大体上垂直于Si表面延伸。这些孔的尺寸仅有纳米宽和微米深。

在π-Si中将这些孔连接起来而形成Si量子线，从而留下结晶硅(仅纳米宽)的波浪形自由站立式柱体的不规则阵列。在严格的控制条件下进行适当腐蚀时，诸如π-Si的结构可在室温下发射出可见光致发光。实际上，已形成的π-Si结构在从接近红外线扩展到红、黄和蓝的范围上发射光。

大量研究表明，π-Si的光致发光对π-Si产品的化学处理和相关处理极其敏感。晶体硅线、球体和非晶硅(α-Si)材料，它们的任何组合可形成于所给的π-Si样本中。因此形成的多孔硅层非常不均一。另外，在这项技术的实际应用中引发出改良量子效率和能量耗散的需要。

最后，当代π-Si的研究推断出，光学吸收能隙(和对应的光致发光峰值能量)与π-Si材料的孔直径之间存在很强的相互关系。参考Lockwood等人的Photoluminescence in π-Si due to quantum confinement，AdvancedLuminescent Materials，Electrochemical Society(1996年)，Pennington，第166-172页。根据这项研究，将纳米粒子尺寸限制在小于5.5nm以便获得“充分”的量子效率(或光增益)。

在一个相关方法中，纳米尺寸的硅晶体直接从气相法生成，或经过在基质中重结晶来间接生成，而不是通过腐蚀来形成。实际上，在极小Si晶体中纳米粒子尺寸取决于光致发光能量的提议在π-Si的类似发现之前。一小部分示范性研究发现，光致发光峰值能量随Si纳米粒子的直径改变，且推断出直径在3到5nm之间的纳米粒子具有最大的量子约束效应。参考Takagi等人的Quantum size effects on photoluminescence in ultra-fine Si particles，Applied Physics Letters，第56卷，第2379-80页(1990年)。然而，类似于π-Si，发射光的能量降到了期望的能隙理论计算值以下。同样类似于π-Si，Si纳米束的形成随粒子尺寸、粒子密度及分布以及表面化学效应的变化相应地改变和变化。

实际上，已证明纳米晶体界面的变化和复杂性与其对光致发光的影响令人胆怯，使得研究者们不能同意考虑这种结构中的光发射的实际机制。比较Tong等人的Visible electroluminescence from nanocrystallites of Si filmprepared by plasma enhanced chemical vapor deposition(Applied PhysicsLetters，第69卷，第596-98页，归因于对接近表面状态的效应)与Toyama等人的Visible photo and electroluminescence from electrochemically formednanocrystalline Si thin film(Applied Physics Letters，第69卷，第1261-63页，归因于对量子尺寸效应的影响)。

不管被归因的光致发光机制，常规认为仅值得研究纳米尺寸的Si，且/或认为可能会导致成功的光发射。术语“纳米尺寸的”表示具有范围在1nm到小于100nm内的直径的粒子。例如参考Charvet等人的EllipometricSpectroscopy Study of Photoluminescent Si/SiO2 Systems Obtained byMagnetron Co-Sputtering，Journal of Luminescence，第80卷，第257-61页(1999年)，发现具有在2.0到2.5nm范围内的直径的纳米粒子具有最高能量峰值；Pavesi等人的Optical Gain in Silicon Nanocrystals，Nature，第408卷，第440-44页(2000年11月23日)，仅识别纳米粒子≈3nm；Zhu等人的Growth of High Density Si Nanoparticles on Si3N4 and SiO2Thin Films byHot-Wire Chemical Vapor Deposition，Journal of Applied Physics，第92卷，No.8，第4695-98页(2002年)，描述了硅纳米粒子的尺寸范围在2到9nm；Chen等人的On the Photoluminescence of Si Nanoparticles，Material PhysicsMech.，第4卷，第62-66页(2001年)，描述了热蒸发处理形成的硅纳米粒子的尺寸范围在3到80nm；和Zhang等人的Blue photoluminescence and localstructure of Si nanostructures embedded in SiO2 matrices，Applied PhysicsLetters，第66卷，第1977-79页(1995年)，描述了不具有直径大于5nm的束的Si束的两个材料样本。

光子能量大于带隙的光发射的另一个方法假设，在合适的界面辐射状态下形成Si/宽能带隙材料的异界面，例如Si点埋置到宽能带隙材料、超晶格、量子阱或量子线中。有文件优选地证明了Si/SiO₂异界面例如包括这种状态。在这种状态下，辐射重组发生在材料界面处。历史上，界面状态的控制极具挑战性。密度和能量两者都对构造过程中实际上无法控制的变化极其敏感。此外，总存在于界面上的大量非辐射状态明显减小了辐射重组的可能性。

或者，例如在将直接能隙GaAs与Si连接中已研究了混和材料。在一种方法中，合金锗(Ge)与Si允许工程设计电子能带结构，其中能隙可相对于合金的组成发生变化。不幸的是，这些合金受到异结构稳定性的限制，使得这些化合物所形成的沉积层必须保持比某一临界值小。结果，这种合金所形成的光电检测器的吸收区域需要较小。同样，这些化合物的能带隙本质上保持为间接。

本发明解决了关于硅基量子学的这两个基本问题，即，对IR辐射不敏感和微弱的发光。本发明的一个方面是，使用介观标准约束(“MCC”)实现一个新颖的物理现象，即，热自由载流子的稳态非平衡分布(“SNED”)。这种分布和下文将解释的所得优势可使用特定的活性媒介来实施。

光引发SNED的工程学预见在介观尺寸半导体或金属区域(或者是“粒子”)的导电带或价电带中建立光引发热自由载流子的准连续光谱的稳态非平衡分布，其中介观尺寸半导体或金属区域埋置在宽能带隙半导体或电介质材料中。

热光电子的特定分布可通过仅在发生MCC时(即，当非平衡热自由载流子的冷却时间大于电子到达介观粒子与基质材料之间的界面所需的时间时，下文定义成“MCC过渡时间”)抽吸光源而引发。

MCC过渡时间完全由以下几项来决定：(1)热电子的速度(或动能)；(2)介观粒子的尺寸；和(3)热电子运动的类型，如在扩散或弹道运动之间运动。将冷却时间定义为，热电子通过自由载流子与声子，或自由载流子与自由载流子的相互作用驱散其能量所需的时间。

在一种特定的媒介或组合结构(其由被宽能带隙基质材料包围的介观尺寸粒子组成)中，冷却时间明显大于块体材料的冷却时间。这一较长的冷却时间是“声子瓶颈”和粒子与基质材料的各自声阻抗之间的差异的结果。冷却时间和MCC过渡时间之间充分大的比例使得能够维持热电子的特定稳态分布。通过改变抽吸光电子能量来工程设计分布能量的最大值，而通过介观粒子的尺寸和形成组合结构的材料之间的界面的质量来工程设计分布的形态。

在理想情况下实现了自由载流子的极窄分布。原则上，这种方法和活性媒介中所定义的能量屏障的性质一起打开了形成具有高需求性、动态可调光学特性的人造媒介的新机会。例如，含有稳态非平衡自由载流子的受约束高密度等离子体的、通过抽吸光(第一电子吸收)来形成的、具有预定能量的人造媒介可吸收外部目标(第二光子吸收)所发射的光子。通过适当地选择介观粒子和包围基质材料将原因性电势屏障引入到系统中，产生了新颖类型的光电检测器，其特征是可调节的切断波长。

从目标到达后，可通过将横向偏压施加到组合结构(如QWIP结构)上，来用电来检测到能量等于或高于能量屏障高度(由抽吸光的能量界定)的IR光子。或者可通过在形成组合材料的材料之间的界面上，或在包围介观尺寸区域的基质材料的块体中增强自由载流子的辐射重组，来光学地检测这种IR光子。电检测或光检测步骤之后通常是使用常规方法检测所得发光的步骤。

在一个实施例中，本发明提供完全新的硅基(且因此与常规集成电路构造技术相容)活性媒介，由被宽带隙半导体或电介质材料包围的硅介观尺寸粒子(诸如SiO₂、Si₃N₄、Al₂O₃或非晶硅)组成。这种活性媒介(特定的组合结构)特征是，高效双电子引发的光致/电致发光，其可用作从IR到可见光或从IR到近IR(NIR)光的有效的向上转换层。

所期望组合结构的一附加独特特征是在室温下IR到可见光(或NIR)转换的高的收益率(yield)。由于在电子和介观区域晶格原子之间无效的能量互换，电子和原子系统在热动力上是独立的，且热自由载流子的温度可明显比晶格的温度高。相对较小晶格的热能量波动对过热、非平衡自由载流子的能量的影响可以忽略，因此允许高效率的室温操作。另外需注意，与常规技术很大不同的是本发明提供的光学向上转换方法无热噪声。

一根据本发明形成的向上转换组合结构与一常规CMOS成像器的光学耦合产生一量子的、未冷却、高性能、整体可见(whole-optical)、可动态调整波长的IR图像传感器。尽管来自硅的纯发光引起明显已证明的问题，但是把辐射重组中心引入包围介观尺寸区域的基质材料可有效发光。作为此新方法的一个示范性应用，下文将提供一硅基、量子、未冷却可调整波长的IR图像传感器的某些额外细节。

本发明基本上不同于常规预想，预期为形成仅有埋置纳米粒子的基质材料是对来自硅基材料的不良光致发光的问题的一个潜在解决方法。与此完全不同，本发明得出发生在纳米尺寸粒子中的量子约束影响仅涉及每一粒子中少量的光电子。因此，足够光吸收或光激发和其随后光致发光效率可需借助于非常大量的纳米尺寸粒子才可实现。在其它方面来说，纳米尺寸粒子的密度(每单位面积的数量)必须非常高。

如上文所提及，习知形成纳米尺寸粒子层的问题是均一性。更重要的是，对于纳米尺寸粒子所需的高密度导致相邻粒子之间更短的平均分离距离。所述短的分离举例允许相邻粒子之间更复杂的量子作用，且导致与纳米尺寸粒子相关的电子的能态和分布的变化。

相反，本发明的一个优选实施例包含埋置在宽能带隙半导体或电介质材料(例如SiO₂，Si₃N₄，AlAs，GaSb，CdTe，ZnS等)的基质中的介观尺寸硅或其它窄的能带隙半导体材料，例如InAs，HgTe，Ge等；或金属粒子，例如Al，Cu等。

术语“介观”指平均直径尺寸大于10nm(10^-6cm)且小于1微米(10^-4cm)的粒子(或区域)，且更明确地包括约50nm到约500nm的范围。

介观粒子包含大量原子，例如每个粒子包含在10⁶到10⁹个范围内的原子，且因此，所述介观粒子包含大量价电子。介观粒子的电子/电洞能谱和块体材料的电子/电洞能谱相似。此意味着代替由量子尺寸影响所界定的纳米粒子所固有的离散能量级(即，能态的离散密度)，介观粒子以良好界定传导性和价电带以及能态的一大的准连续密度(即能态之间的距离小于热能-kT)为特征。将所述量子埋置在宽的能带隙半导体材料中导致产生宽的(即量子尺寸影响无关)势阱，其具有由天然传导△Ec或价电△EV带所界定的深度。

受从具有大于硅能带隙能量

但小于

的最大值的能量

的热抽吸源入射的光子通量的影响，介观尺寸势阱包括大量光引发自由载流子的介观标准空间约束。由于抽吸强度的变化，此稳态、非平衡自由载流子的数量

可非常大。

从此点来看，介观尺寸粒子是多载流子粒子，而纳米粒子仅具有在若干离散级上的少量光激发载流子。因此，介观尺寸粒子的吸收系数比与纳米粒子相关的吸收系数大若干数量级。已知此对自由载流子的产生有极大影响，所埋置介观粒子的密度可减少到一其中可消除相邻粒子之间的相互作用的一值。从而，不同于具有埋置纳米尺寸粒子的材料，介观粒子在密度、分布和尺寸方面的波动对所得组合结构的电学和光学性质仅产生弱的影响。因此，通过本发明可以克服多数的与精确控制纳米尺寸粒子的尺寸、密度和几何形状相关的制造问题。

如上文所讨论，与纳米尺寸粒子相关的量子约束影响展现在非平衡电子分布具有非常有限的能态集。即，电子的相应能谱在性质上是高度离散。居住在此能态离散集中的电子通过能谱中的居间“死区”而分散在其各自状态中。能态的固定、有限和死区分离序列允许仅允许在所述离散能态中的电子在可能的有限数量状态跃迁。因此，在IR检测情况下，纳米粒子可用作基于光引发束缚-束缚态或束缚-连续态IR吸收的QDIP。因此在离散能量级中每个粒子仅少量的非平衡电子被引发而可有效参与检测过程，所以此吸收非常弱。

相反，介观尺寸粒子与足够大的吸收系数和能态的准连续密度相关。MCC借助于外部光抽吸源允许几乎连续的电子引发，其从价电带延续且经过传导带中的多个能态。由抽吸光源产生且由能量约为

的

个光引发电子组成的稳态电子等离子体可用于IR辐射检测过程，光子能量由表达式 ${\mathrm{hv}}_{\mathrm{IR}}\&GreaterEqual;E_g^{\mathrm{si}}+{\mathrm{\&Delta;E}}^C-E_{\mathrm{Ph}}^P$ 来界定。可连续吸收两个光子和hv_IR(其中h是的浦朗克常数(Plank′s Constant)且v是IR光的频率)的电子可克服能量屏障且可到达包围基质材料，在包围基质材料中其可被辐射重组中心俘获。此俘获通过可由常规的硅光电检测器检测到的光发射而完成。

在本发明的一个方面中提出的是一种创新类型的IR检测。由非平衡电等离子体吸收的IR光子的最小能量界定了此IR检测器的长的截止波长，其中所述最小能量可足以使电子升高到电势屏障以上。可通过选择抽吸光的波长来调节此截止波长。

如上文所讨论，常规材料工程和硅基约束影响设计的整体推进是由一天然产生的间接能带隙材料产生一直接能带隙或直接类能带隙材料。因此，常规技术目的在于改变与直接能带隙材料相关的电子的天然光谱。通过此改变，提高了在常规纳米尺寸粒子中的电子/电洞重组的可能性。

然而，在本发明内容中，不需要由在硅介规粒子中的电子/电洞重组引起的光子照射，其原因是光子泄漏实际上降低了可用于IR光子吸收的激发(热)电子的数量。因此，本发明避免改变硅介观粒子内的能态光谱。所以所述介观尺寸粒子材料保持其间接能带隙性质且维持粒子内电子/电洞重组的整体可能性较小。

在本发明中，来自硅的无效光发射的问题在另一相关方面可通过将辐射重组中心引入包围基质材料中而进一步解决。具有其固有直接能带隙特性的基质材料的非晶性质允许插入大量的所述中心，且提供强的光发射。可容易的了解此杂质掺杂的有益影响，例如，常规地通过掺杂稀土原子(例如铒)形成发光光纤。

常规的硅约束结构也通过穿隧现象损失热电子。非平衡电子可穿过埋置粒子和基质材料之间的电势屏障的下方，且在界面态上重组。为了防止此现象，需要一清晰而干净的界面，且不存在居间界面态。例如，在将晶体硅(Si)介观粒子埋置到SiO₂基质材料中时，Si/SiO₂界面必须清晰而干净，且在界面边缘之间无居间或过渡的SiOx材料。相同的原理可用于任何类型的污染。因为清晰、干净的界面且没有任何闲置界面态，所以可避免热电子从介观粒子穿过界面态的不良穿隧现象。

因此，在由常规纳米尺寸粒子形成的硅约束结构和由介观尺寸粒子形成的所述结构之间的一些不同可包括：粒子尺寸、粒子在基质材料中的密度，整体设计对埋置粒子的分布和密度的敏感性、发生在埋置粒子中的电子/电洞重组数量(或密度)、埋置粒子和包围基质材料之间的界面的性质，以及以可控制方式引入基质材料中的大量辐射重组中心。

图2A、图2B、图3和图4A中说明若干示范性实施例，其在一宽的能带隙基质材料中形成介观粒子。在图2A中，一工作衬底或绝缘体10接收一个或一个以上基质材料层12，且随后为一个或一个以上粒子材料层14。粒子材料14优选为非晶硅(a-Si)，但可以为适用于随后形成介观粒子的任何其它材料。基质材料优选为SiO2，但可为相似的氧化物或氮化物材料。

利用一常规产生的光刻遮罩15，可利用众所周知的任何数量的光刻技术19形成粒子材料岛14。在显影和蚀刻以后，可产生粒子材料岛17。常规的湿式和干式蚀刻方法可适合与上述方法一起使用。随后，如图2B所示，将第二层基质材料16沉积在粒子17上，从而密封(或埋置)所述粒子。可执行多次重复所述处理来产生埋置粒子层的堆叠。最后，将整个夹层退火，且在有a-Si的情况产生晶体Si粒子17。

此外，可把粒子材料层沉积在基质材料之间，并且快速退火来使其裂开并转换成大致上为介观尺寸的晶体粒子。本发明允许改变粒子的分布及粒子的尺寸，从而使得这个简单退火方法切实可行。退火的温度、压力及环境(包括退火气体)可根据粒子和材料层的确切厚度和组份进行改变。

同样，可借助于激光引发再结晶方法把a-Si层可以转换成可接收的晶体硅粒子分布。粒子的尺寸和密度是激光波长以及处理温度、压力和环境的函数。

在退火步骤之前可以利用磁控管溅射法、等离子体增强化学气相沉积或电子枪把介观尺寸的Si粒子埋入SiO₂基质中。事实上，与形成纳米尺寸的粒子相比，许多常规的半导体方法且尤其是常规的光刻技术能更适用于形成本发明的介观粒子。

然而，图3中说明了在一基质材料中形成介观粒子的另一示范性的方法。此处，利用常规的、液态光阻20和适当尺寸及形状的粒子21来制成光阻浆料。铝和氧化铝可以用作所述金属。金属粒子21可均匀分布在液态光阻21中，液态光阻21被涂覆(旋涂和凝固)在一材料层14上方。随后，可以利用常规的技术来显影和蚀刻材料层14。

此外，如图4A、图4B和图4c所示，金属注入光阻浆料(20、21)可旋涂在一覆盖a-Si层14的牺牲SiO₂层12上方。利用常规的蚀刻方法，可以移除块状SiO₂层12，但留下形成于金属粒子21下方的某些岛22。形成岛22之后，利用常规的方法选择性地显影a-Si层14的曝露部分。因此，移除a-Si层的残余物之后，便可获得介观尺寸的粒子24。

因为Si约束结构中依靠纳米尺寸的粒子，所以埋置有根据本发明的介观粒子的宽能隙材料需要一抽吸光能量源来产生显著的光发射。如图5A所示，光抽吸源33可直接将光能量供应至向上转换层30的表面。此外衬底抽吸源32可以经过一透明支撑层37来应用光能量，或可将其与光抽吸源33组合使用。

在其它应用中，除了向上转换层30以外的任何地方均不需要光学抽吸能量(在一个或一个以上离散波长)。在此情况下，在光学隔离向上转换层30上方及/或下方的半导体层时，可利用波导结构(例如，Bragg反射器)将抽吸能量传递到向上转换层30。图5B展示了此种方法，其中利用常规的至波导的耦合器把光抽吸能量由侧向引入，所述波导由夹在向上转换层30之间的层36形成。对适当的波导材料(例如氮化硅-二氧化硅)的选择可由波长分离要求和与向上转换层30相邻的半导体层的性质的决定。

虽然已经引用Si/SiO₂材料组合且将继续引用其作为优选实施例，但是本发明并不局限于所述特定材料组合。

由于良好原因还可优选另一Si/SiO2组合。即，许多有价值的商业应用易于自己引入由所述材料组合形成的一改良光电装置。红外线成像系统可为这些应用的一良好实例。

本发明描述和介绍了一种设备和方法，所述设备和方法用于执行将红外线辐射的频率移动(经常成为向上转换)到可见光范围，从而使得可借助于一常规可见光成像电路来完成随后的成像。在本文中，具有根据本发明的埋置介观粒子的宽能隙材料可广泛被称作“向上转换”层。

如上文所述，可以利用常规的CMOS技术来经济地建构许多良好可见光成像电路。当前，所述CMOS电路仅仅通过相对昂贵和难度较大的混合技术来而与高性能光电检测器组合。

相反，根据本发明的向上转换层可以利用集成电路业中发展的制造技术的成熟构造体而容易且经济地与常规COMS成像电路集成。图6A、图6B和图6C展示了此集成的一实例。

在图6A中，半导体衬底40在其上形成有常规的、CMOS可见光成像元件41。形成所述元件41之后，便可利用一向上转换层42覆盖所述CMOS成像器45。可利用上文所述方法的任何一种来形成所述向上转换层。

然而，如图6A所示，一基质材料层12形成在CMOS成像器45上，且一粒子层14形成在基质材料层12上。在图6B中，介观晶体硅粒子17由粒子层14形成。介观晶体硅粒子被完全埋置在层12和16之间以后，其便可以利用供应至向上转换层42的光学抽吸能量容易地把入射IR辐射向上转换成可见光。

图7进一步说明一向上转换层42和CMOS成像器45的组合。入射IR辐射52穿过一(视需要提供的)第一滤光器53(例如带通、带阻、高通或低通滤光器)而撞击向上转换层42。第一滤光器53在性质上可为常规的滤光器，且可用以(例如)选择将被成像的IR频率范围。一第二滤光器55(可与滤光器53相关或不相关)可视需要从CMOS成像器45提供到光学分离向上转换层42。例如，第二滤光器55可防止光学抽吸波长撞击CMOS成像器45。此外，和/或与所述波长选择过滤结合，第一和第二滤光器53和55可共同为反射层，来建构抽吸向上层42的一波导。

图8展示一适用于本发明的示范性IR成像系统。一常规光学子系统60和可变光阑61从一选定视野聚集且聚焦红外线辐射。IR辐射可在撞击一根据相对于图6A-6C解释的实例形成的焦平面阵列(FPA)63之前穿过一波长选择滤光器(未图示)。光学抽吸源62把光学抽吸能量提供给FPA 63。一组合的向上转换层利用抽吸源62提供的光学能量将撞击FPA 63的IR辐射从IR波长转换(及视需要放大)为可见光波长。利用一常规的CMOS成像电路、一电荷耦合装置(CCD)成像器、一个二维阵列的硅光电二极管或光导体、一硅读出芯片(后文广泛称为“常规可见光成像电路”)来成像所得可见光发射。因此，根据本发明的一个方面，可认为一FPA为一常规的可见光成像电路和一向上转换层的集成组合，其中所述向上转换层由嵌入一宽能隙材料基质中的介观粒子形成。

来自FPA 63的可见光成像电路的可见图像信号可随后行进到放大器64、模拟-数字转换器65和一数字处理器66。例如，可容易的获取一常规RS[[170]]视频信号作为一来自所述IR成像系统的输出信号。根据需要，可将一常规的阵列地址产生器和阵列偏压电路(未图示)并入图8所示的IR成像系统中。

本发明允许在一较大频率范围内真正有光学调节能力。所述能力可部分由在一根据本发明形成的向上转换层中产生的激发态电子光谱的独特性和连续性质而引起。如上文所提及，由常规纳米尺寸粒子的结构界定的激发态电子的限定的、离散数量的能态确保将此常规系统约束在一个或一个以上相当窄的检测频率。然而，本发明所产生的激发态电子的能态的宽的、多载流子、几乎连续的光谱允许在整个IR频率范围上的广泛的光学调谐。

例如，一可调谐激光器或激光二极管可用作一光学能量抽吸源。当在其整个光学范围内调节激光时，抽吸能量的变化波长从聚焦在根据本发明形成的FPA上的IR辐射频率的光谱中选择一不同的IR辐射频率(或相对窄的频率带)。此外，一宽带光学抽吸源和可调谐滤光器/光学器件的组合可将均匀抽吸照明应用到向上转换层。可启动多个、离散的光学源以分别选择供成像用的特定的IR频率。

在设计选择中必然遇到对IR成像系统中的光学抽吸源及其配置的选择，且所述选择操作应根据将被成像的IR频率的大小和范围来确定。然而，与常规的IR成像系统不同，本发明并未锁定一个或两个离散的IR频率。相反，可通过一可调谐、光学抽吸源将整个第一和第二热成像带清除以获得一完整的IR成像数据集合。此外，可由一个或一个以上光学抽吸源快速扫描“特征”IR频率集以识别某一类型的目标。

已经结合相对较简单的实例描述了本发明的益处、用途和制造。然而，所述实例足以完成揭示内容，所属领域的普通技术人员应认识到可以在本发明的内容内进行众多修改和改进。例如，可通过控制所述向上转换层的基质材料中杂质的引入达成增加重组电子/电洞airs的辐射效率。所述杂质的引入可有益于局限电子和电洞。稀土金属杂质(例如碳复合物、硫化氢复合物)可用于局限电子/电洞重组的中心。虽然各种源可导致硅中的非本征发光，但当前可优选等电子和稀土非本征核心。

等电子中心可通过对Si掺杂电中性杂质而产生，例如C、GE和Sn等价元素或无悬挂键的多电子化合物。等电子杂质键接Si中的自由激发子，由于粒子的空间约束导致其可增加电子/电洞重组的可能性。

已非常详细的研究且很好的了解了固体中稀土离子的光学性质。半导体装置应用中尤其关注铒离子的光学发射。铒离子的激发是一个复杂的过程，其首先涉及在Si中产生电子/电洞，随后形成激发子且最后为铒激发。然后，通过光子发射发生激发态弛豫。通过引入氧共掺质可具有改良的性能。

参看本发明的另一方面，可得到一种产生热电子的一独特分布(和光谱)的方法。受光学抽吸能量的影响，宽能隙基质材料中的埋置介观粒子产生一稳定(或稳态)、非平衡的热电子分布。可把所述分布看作相对于可调谐光抽吸源形成的热电子的δ状或窄聚焦柱状分布。虽然可通过将硅粒子埋置在二氧化硅基质中来优选实现本发明，但是本发明并不限于所述特定材料。相反，本发明可允许使用可形成热电子的所述分布的任何材料组合。

现在将描述本发明的许多附加实例作为附加教示实施例。第一个实例说明本发明在IR和近IR光信号的光子能量向上转换方面的应用。具体而言，利用一组合结构来完成光引发自由载流子吸收和IR引发近IR发光，其中所述组合结构由埋置在氢化非晶硅(a-Si:H)中的介观尺寸的晶体硅粒子形成。

所述示范性组合结构的实例可通过在350℃的温度下于一双面抛光硅衬底上沉积

厚的本征a-Si:H层形成。随后，衬底经受一PECVD处理，其使用一H₂:SiH₄为3:1的氢稀释率和50sccm的流速来完成。沉积室压力保持在50mTorr，且应用150W的RF功率。下文将描述的第二和第三实例更详细阐述了在包围材料中形成介观粒子的方法步骤。

然而，在第一实例的内容中，介观粒子的尺寸和相应晶体硅的体积分数由对从示范性组合结构获得的拉曼(Raman)光谱进行检验来决定。所得拉曼光谱在图9中以图解形式来展示。图9的拉曼光谱由两个能带组成：(1)出现在520cm^-1处的窄晶体带，且其属于硅介观粒子，和(2)峰值在480cm^-1处的宽带横向光(TO)模式，且其属于介观硅。

晶体硅介观粒子的平均尺寸可根据一试验校准曲线得出，所述校准曲线描述与在520cm^-1处的窄晶体带相关的峰值相对于单晶硅的固有峰值的拉曼位移的相关性。将所述粒子的平均直径确定在约14nm。根据如下关系来确定非晶硅层中晶体硅的体积分数X_C：

X_C＝I_C/(I_C+I_A)

其中，I_C和I_A分别是晶体和非晶峰值的累积强度。对于所研究的第一样本而言，将X_C仅确定在约为10％。因此，第一样本的组合结构以具有非常底强度的相对较小介观尺寸的晶体粒子为特征。

如目前对本发明的一实施例中所期望的，优选介观粒子尺寸在50nm到200nm的范围内，且晶体硅的一优选体积分数在50％到60％的范围内。尽管如此，即使尺寸在接近介观范围下限处的粒子且体积分数接近体积分数范围所期望下限的情况下，当用一光转换器来测试时，所得组合结构也可产生良好结果。比所观测的光学向上转换性能更值得关注的是，由于第一样本的组合结构展现出可忽略量子尺寸的影响，所以可合理地理解为其行为在性质上较典型。

第一样本组合结构的IR透射光谱可利用一在标准快速扫描模式下工作的Bruker 

 50 FTIR光谱仪来测量。所测量第一样本组合结构的透射光谱可由图10中的实线来展示，可将其与表示一从单独的非晶硅获得的期望透射光谱的虚线对比。

可将空气透射率作为一用于测量硅衬底和非晶硅层的透射率的参考。为了得到氢化非晶硅层的本征透射率，将所测量光谱除以硅衬底的透射光谱和相对于空气的透射光谱的测量值。根据前文可清楚知道，即使在第一样本组合结构的从1μm到16μm的整个光学IR波长范围内可发生任何可测量的吸收，所述吸收量也很少。

认为光引发吸收(PIA)和IR引发的发光测量与第一样本组合结构相关。具有大于晶体硅能隙 $E_g^{\mathrm{si}}=1.12\mathrm{eV},$ 且小于a-Si:H能带隙 $E_g^{\mathrm{\&alpha;}-\mathrm{sih}}=1.75\mathrm{eV}$ 的光子能量为 $E_{\mathrm{Ph}}^p=1.6\mathrm{eV}({\mathrm{\&lambda;}}^P=775\mathrm{nm})$ 的抽吸光被吸收在组合结构的介观尺寸区域中(此处，为一“层”)，其中所述组合结构提供此区域中的自由电洞的光引发SNED。因为在无抽吸光的情况下IR波长的穿透率在正常情况下几乎为100％，所以在应用抽吸光的情况下晶体硅区域变得更较暗(较不透明)，且建立自由电洞的一光引发SNED。

IR辐射的抽吸光引发吸收(PIA)导致组合材料的整体(即，组合的介观尺寸区域和包围α-Si:H)透射率减小。所述透射率的绝对减小△T是对PIA的一测量。PIA的存在证明自由载流子(即，工作样本中的电洞)的光引发SNED的存在。

如果所吸收IR光子的能量足够大，以从晶体硅介观区域和包围非晶硅基质之间的能量屏障上的光引发SNED产生所述热自由载流子，则电洞克服屏障而穿透到包围基质且在此处进行辐射重组。观测到IR引发发光增大在近IR光谱范围中一特定波长

的透射率。所述特定波长被界定为 ${\mathrm{\&lambda;}}_{\mathrm{IR}}^{\mathrm{LUM}}\&ap;\mathrm{hc}/(E_c^{a-\mathrm{siH}}-E_{\mathrm{RRC}}),$ 其中，h是浦朗克常数(Plank′s Constant)，c是光速，

是a-Si:H传导带的下限，且E_RRC是在包围非晶硅基质中的辐射重组中心的能量。在所述光谱范围内的透射率的一正变化可解释为IR引发发光。

事实上，给定本文所描述的试验装备的构型，总是可测量所述组合结构的透射率。探测器的IR光源照亮所研究的组合结构，IR冷却ICT检测器放在所述样本的后方，且测量IR光如何穿过样本，从而确定IR的透射率。检测器的信号是以伏特为单位的光电压，其中透射率越大，输出信号的电压越大。根据一预定频率而将抽吸源的强度以机械方式斩断(打开/关闭)。连接到MCT检测器输出端的锁相放大器测量透射率的变化△T＝T_抽吸-To(抽吸开-抽吸关)，其以斩波器的频率为标记。PIA以透射率的负变化(AT<0)为特征，且IR引发发光以正的变化(AT>0)为特征。

图11所示的试验装备可用以进行所述测量。更详细而言，一钛蓝宝石激光器(Ti-sapphire)70(775nm的COHERENT-899RING激光器10mM)可用作一光学抽吸源以在第一样本组合结构的介观尺寸晶体硅粒子中产生非平衡自由载流子。钛蓝宝石激光器70可通过氩离子激光器71(448nm的COHERENT-INNOVA(70÷400)mW)而退出。光传输性能可利用BrukerEquinox 55 Step-Scan FTIR光谱仪72和SR830锁相放大器73来测量。利用HgCdTe光电检测器74可覆盖从0.65pm扩展到16μm的波长范围，其可由液态氮冷却。

试验可用一抽吸和探测方法来执行。选择775nm波长的钛蓝宝石激光器作为抽吸光源以用于激发介观尺寸晶体硅粒子内(而非包围非晶硅层)的光载流子。相关电压可表式成： $E_g^{\mathrm{si}}\left(1.1\mathrm{eV}\right)\&le;E_{\mathrm{Ph}}\left(1.6\mathrm{eV}\right){<}_g^{a-\mathrm{si}.H}\left(1.75\mathrm{eV}\right).$ 激光可利用一受控斩波器75来以机械方式斩断，且光引发吸收(PIA)信号可由锁相放大器73参考斩波器频率来测量。来自在步进扫描模式工作的FTIR光谱仪IR的光可用来探测第一样本组合结构。可在室温下执行测量。

图12展示了图11的抽吸-探测试验结果。图12所示的垂直轴反映组合结构的透射率的相对变化为ΔT/T₀＝(T_抽吸-T₀)/T₀，且所述垂直轴被标准化成传输的介观区域的直径d。因为其提供了所研究组合结构的吸收系数

上述吸收系数比介观尺寸区域的吸收系数更准确，所以其可方便的表示试验结果。图12中曲线图的水平轴展示探测IR源的波长λ_{IR_探侧}，其中抽吸源式是单色钛蓝宝石激光器，其具有λ_抽吸＝715nm的波长。

在波长范围中，其中(1/d)(△T/T0)是负数，吸收系数是a>0-PIA-宽光谱带2μm÷16μm。即，长的截止波长由给定MCT检测器的试验装备中的敏感性限制来界定。在接近2μm至约6-7μm的开动带可适于如下函数的曲线图：α＝-(1/d)(ΔT/T0)＝f(λ_{IR_探测})-(λ_{IR_探测})^β。用在(1.5<β<2.5)之间的变化的常数系数β可以达成最佳拟合。吸收系数的所述幂指数的依赖性可为典型地所谓自由载流子吸收。因此，所观测结果是一对来自光引发SNED的自由载流子的IR辐射的吸收的试验确认。

在从约0.7μm到2μm的近IR光谱范围中，光谱依赖性△T/T0＝(T_抽吸-To)/T_o为正的，且α是负的。负的吸收系数通常是激光协会(laser society)根据对激光媒介和相关受激发射的光增益要求而处理。在我们的情况下，负的光吸收系数与IR引发发光的自发辐射重组相关。

为了确定所述发光带是否是IR引发而不是由激光激发所引起的光致发光影响，当在CW模式下操作钛/蓝宝石激光器时，利用一斩波IR源执行测量。IR引发发光的光谱在两种情况下是相同的。在此特定构型中测量的IR引发发光的光谱(即，通过所述组合结构衬底)由硅衬底的透射率而从发射波长(1.12μm)侧受到限制。对于第一样本组合结构的光致发光的直接测量展示峰值在1μm处，其对应于12eV的光子能量值。

图13一起展示了用于(1)一参考硅晶片透射率、(2)一参考a-Si:H层光致发光和(3)IR引发发光的相应光谱。

IR引发发光的存在暗示重组发生在组合结构的a-Si:H基质中，而不是发生在介观尺寸晶体硅粒子中。IR退出自由载流子(实际上，在非晶硅情况下是电洞而非电子)透进a-Si:H中，而未在界面上进行重组。通过对比，在单晶硅样本上可进行相同的测量。PIA单晶硅测量的IA信号是较弱的三个数量级，而未观测到IR引发发光。PIA的波长依赖性(未图示)也是具有β＝1.8的幂指数律。无晶体硅粒子的样本a-Si:H层的光致发光仅在氩离子激光抽吸源发射光子能量比a-Si:H能带隙更大，即在 $(E_{\mathrm{ph}}\left(2.54\mathrm{eV}\right)>E_g^{a-\mathrm{siH}}\left(1.75\mathrm{eV}\right))$ 的时候才能观测到。对于后者的情况，在1μm和4μm之间的光谱范围中可观测到非常微弱PIA(为两个数量级，其小于与第一样本组合结构相关的PIA)。此窄的带状PIA与光引发自由载流子相关，所述自由载流子由发生于氢化非晶硅能带隙中的局限状态捕捉。

从先前对根据本发明制造的第一样本组合结构进行检验可获得众多重要事实。第一，可在埋置在一α-Si:H包围材料中的介观尺寸硅粒子内产生热自由载流子的一稳态、非平衡分布。

第二，所述自由载流子可很好的适用于有效吸收IR辐射(大的吸收系数α～104cm^-1)且随后发射近IR光。

第三，IR吸收带的短的开动波长根据自由载流子吸收的幂指数律确定，且可根据一抽吸光源的能量和强度而动态地决定。

第四，形成在吸收IR光子的介观尺寸硅粒子中的自由电洞可克服电势能量屏障，而不会由于热消耗而损失能量，且可透入一包围基质材料中以进行辐射重组。

第五，转换效率的粗略估计约为百分之一。此转换效率值可通过利用重组多个组合结构层增加硅粒子的尺寸和密度而显著增加，且也可以通过在包围材料中产生大量额外的潜在辐射重组中心而显著增加。此可通过在包围材料中掺杂例如Yb的稀土原子而完成。

第六，如应用至少一晶体氢化非晶硅组合结构，本发明可用以形成一IR至近IR/可见光转换层。

前文讨论组合结构中使用术语“粒子”描述介观尺寸区域，或者一个或一个以上窄能带隙材料岛。因此，硅被用作一窄能带隙材料的实例，而例如InAs，HgTe，Ge的其它半导体材料，或甚至例如Al和Cu的金属也可使用。术语“粒子”应广泛的解释为描述具有各种形状的区域和结构。事实上，适用于形成介观尺寸粒子的众多制造方法可内在地产生各种形状和构造的粒子。而且，术语“埋置”已被用以描述介观尺寸粒子和包围宽能带隙此材料(无论此材料是“层”形式或其它形式)之间的关系。先前实例中已建议将二氧化硅作为一方便的周围材料，但是也可使用任何宽能带隙材料或电介质材料作为适宜基质，例如SiO₂、Si₃N₄、AlAs、GaSb、CdTe和/或ZnS。术语“埋置”亦应广泛地解释为覆盖具有显著表面接触的窄能带隙和宽能带隙材料的任何排列。虽然目前优选地在一组合结构中的一宽能带隙材料完全“包围”介观尺寸粒子，但并不需要如此。

相对于图I4A到14E说明一非常适于形成一适宜组合结构的示范性方法。即，根据本发明的一光学转换层(一特定组合结构)可利用应用在绝缘物上硅晶片的常规的制造技术形成。

开始，选择一SOI晶片(例如购自SiGen公司的6英寸的SOI晶片)，其厚度为0.1微米且粗糙度为0.06纳米。许多常规的方法可适用于清洗晶片的表面。例如，首先利用二氯甲、丙酮、甲醇和去离子水处理晶片。随后，利用氢氧化铵、过氧化氢和水的SC1混合物处理晶片。接着，在去离子水中漂洗，利用稀释或冲淡的HF酸进行蚀刻所述晶片。

图14A说明清洗过的SOI晶片作为一晶片衬底100，其通过一SiO₂中间层101而与硅层102分离。接着，在一氧化炉中形成一薄的、保护性SiO₂层(优选为

厚)，利用纳米压印光刻技术在硅层102的上方形成一图案化的聚合物层103。

如图14B和14C所示，铬层104可沉积在所得结构的表面上。随后，利用一常规的提离方法在硅层102上制造一精确形成的铬遮罩。

可利用有效的、常规的各向异性干式蚀刻技术中的任一种技术将硅层102的未遮蔽区域蚀刻至SiO₂层以产生介观尺寸硅柱112，优选地，直径在50nm到200nm范围内，且相应地间距在100nm到300nm之间。其可参看图14D。所有柱的高度可由硅层102的厚度界定，且其优选地等于柱的直径。例如，可利用RIE方法(利用CF₄或SF₄等离子体)来蚀刻掉硅层102的未遮蔽区域以形成介观尺寸硅柱。形成硅柱112之后，可将铬遮罩移除，且保护性SiO₂层可利用C₂F₆:CHF₃等离子体来蚀刻。

清洗另一表面之后，可借助于热氧化方法形成一高质量的界面(Si/SiO₂)层114(优选厚度小于

)。即，优选地在一富氮气氛下在介观尺寸硅柱的曝露表面上形成

至

厚的二氧化硅层。一般氧化时间在20分钟到30分钟之间。此栅极质量(gate quality)SiO₂层应在晶片上均匀为2.5％至3％。如图14E所示，形成高质量的(Si/SiO₂)界面层之后，形成一掺杂SiO₂层115且其覆盖已钝化硅柱(112/114)。所述层可借助于(例如)利用一Ar等离子体与一SiO₂/Yb₂O₃目标一起执行的溅射方法来形成。当前优选掺杂有Yb的SiO₂层为1.5微米到2微米的厚度。可使用其它技术来形成一适宜的组合结构。

图15A到图15C中说明了一种适于形成一组合结构的第二示范性方法。此处，组合结构由嵌入在α-Si:H中的介观尺寸晶体硅粒子形成，且利用一相对厚的掺杂有镱的二氧化硅层将其覆盖。优选地，晶体硅粒子形成在一从50nm扩展到200nm的尺寸范围中，且相应的间距在100nm到300nm之间。如下文所述，可通过调节退火时间来控制所述尺寸。

参看图15A到图15C，其以一具有0.1微米平面度和0.06纳米最大粗糙度的硅晶片120开始示范性制造方法。所述晶片按上文讨论清洁。随后，可通过一常规的热氧化方法形成一个厚的SiO₂层121。

随后利用(例如)HWCVD或PECVD方法沉积100nm到200nm厚的a-Si:H层125。当前优选的PECVD沉积方法包括于压力在100mTorr到500mTorr之间变化、衬底温度在200℃和350℃之间变化且RF功率为0.02W/cm²的情况下使用H2/SiH₄(H2—0-20％)。

利用(例如)一CVD方法在α-Si:H层125上方形成另一SiO₂层(优选地，厚度在50nm到100nm之间)。在优选方法内，于一压力在50mTorr到100mTorr之间变化的情况下将一N₂O/SiH₄(大到1:5)涂覆到一衬底上，且保持温度在200℃到350℃之间变化且RF功率在150W到200W之间。此外，可利用电子束蒸发方法将SiO₂126沉积在一a-Si:H层125上。

SiO₂层126可完全用作一图案化薄膜，通过所述薄膜可将一氢等离子体处理应用到α-Si:H125。为在一适当图案化薄膜中形成SiO₂层126，首先在SiO₂层126上形成一聚合物层127，且随后利用压印光刻技术将其图案化。利用图案化聚合物层127且利用(例如)RIE方法(例如，C₂F₆:CHF3(1:1)等离子体)蚀刻SiO₂层126。随后，利用氧化等离子体蚀刻移除图案化聚合物层127。请参看图15B。

利用H₂SO₄:H₂O₂(4:1)+NH₄OH或SCl和冲淡的HF清洗所得结构的表面之后，可在a-Si:H层125中形成晶体硅粒子130。当前，优选晶核形成方法，其中利用一RIE/ECR系统将α-Si:H层125曝露到氢等离子体，其中所述RIE/ECR系统具有衬底温度300K、压力为10mTorr到50mTorr和等离子体，且包括在20V到50V之间的DC偏压下持续15分钟到30分钟。随后，通过在N₂气氛中于高达600℃温度下退火所得结构持续20分钟到50分钟，晶体硅粒子可选择性从等离子体已处理(未遮蔽)区域的核子开始生长。

形成介观尺寸粒子之后，利用稀释氢氟酸溶液剥离图案化SiO₂层126。

最后，如图15C所示，如上文所述在a-Si:H层125上形成掺杂有Yb的a-Si:H层130，所述a-Si:H层125包含晶体硅粒子130。

在相关方面，一干涉过滤光器可沉积在前述示范性组合结构的任一结构的表面上方。一般需要此类型的滤光器或一相似结构，其中组合结构可用在一IR到近IR或可见关转换器中与CMOS成像器结合。或者，应用到组合结构的抽吸光可渗透CMOS成像器。

例如，可借助于利用常规技术形成的交替SiO₂/Si₃N₄层来形成一干涉滤光器。当前，优选宽度为～(λvi)/λvis/4≈250nm的三个到五个交替层。

本发明已经教示了选定实施例的内容。特殊媒介的组份和制造以及其在选定应用中的用途可以经受可考虑的设计变化和变更。前述实例用以教示本发明的制造和用途而并不界定本发明的范畴，本发明的范畴由上述权利要求书来界定。

Claims (31)

1.一种形成自由载流子的一稳态非平衡分布的方法，其包含：

提供一由一窄能带隙材料的介观尺寸区域(17，24)形成的组合结构(30)，所述介观尺寸区域彼此分离，且埋置在一宽能带隙材料(12，16)中；和，

通过使用光抽吸能量来照射所述组合结构(30)将自由载流子引入到所述组合结构(30)中。

2.根据权利要求1所述的方法，其中所述介观尺寸区域(17)为晶体硅粒子，并且所述宽能带隙材料(16)为二氧化硅。

3.根据权利要求1或2所述的方法，其中所述光抽吸能量是在整个波长范围上可调谐的。

4.根据权利要求1所述的方法，其中照射所述组合结构(30)进一步包含：提供一用于所述光抽吸能量的来源(32)，使得所述光抽吸能量穿过一透明支撑层(37)应用到所述组合结构(30)的一表面。

5.根据权利要求1所述的方法，其中照射所述组合结构(30)进一步包含：形成一适用于反射所述光抽吸能量使其穿过所述组合结构(30)的波导结构；和，

将一用于所述光抽吸能量的来源(34)光耦合到所述波导结构。

6.根据权利要求5所述的方法，其中所述波导结构传递对应于一可见光光谱、一红外光谱、和一近红外光谱的电磁光谱中的光波长。

7.根据权利要求5所述的方法，其中形成所述波导结构进一步包含：

在所述组合结构(30)的下方形成一第一反射层(36)；和，

在所述组合结构(30)的上方形成一第二反射层(36)。

8.根据权利要求1或2所述的方法，其中所述介观尺寸区域(17，24)埋置在一宽能带隙材料(12，16)的基质中，并且所述介观尺寸区域(17，24)掺杂有至少一等价元素和一稀土元素。

9.一种将红外线辐射向上转换为可见光的方法，其包含：

在一组合结构(30)的一第一表面上接收红外线辐射，所述组合结构(30)是由埋置在一宽能带隙材料(12，16)基质中的窄能带隙材料的介观尺寸区域(17，24)形成；和，

使用光抽吸能量照射所述组合结构(30)。

10.根据权利要求9所述的方法，其中一所述红外线辐射选定频带聚焦在所述组合结构(30)的所述第一表面上。

11.根据权利要求10所述的方法，其进一步包含：

所述红外线辐射被所述第一表面接收前，过滤周围红外线辐射以形成所述红外线辐射选定频带。

12.根据权利要求9或10所述的方法，其进一步包含：

将可见光自所述组合结构(30)的一相对于所述第一表面的第二表面传递到一可见光成像电路。

13.根据权利要求12所述的方法，其进一步包含：

使所述可见光成像电路与所述光抽吸能量光学隔离。

14.根据权利要求9或10所述的方法，其中使用光抽吸能量照射所述组合结构(30)进一步包含：

将光抽吸能量直接应用到所述组合结构(30)的所述第一表面。

15.根据权利要求12所述的方法，其中使用光抽吸能量照射所述组合结构(30)进一步包含：

通过一透明支撑层(37)将光抽吸能量应用到所述组合结构(30)的所述第二表面。

16.根据权利要求9或10所述的方法，其中照射所述组合结构(30)进一步包含：

形成一适用于反射所述光抽吸能量使其穿过所述组合结构(30)的波导结构；和，

将一用于所述光抽吸能量的来源(34)光耦合到所述波导结构。

17.根据权利要求16所述的方法，其中所述波导结构传递可见光光谱的至少若干部分和/或红外线光谱的至少若干部分。

18.根据权利要求9或10所述的方法，其中使用光抽吸能量照射所述组合结构(30)进一步包含：

提供一适用于可调谐地使用波长可变光抽吸能量照射所述组合结构(30)的光能量源；和，

在两种或两种以上的光抽吸能量波长之间调谐所述光能量源。

19.根据权利要求9或10所述的方法，其中

通过改变应用到所述组合结构(30)的光抽吸能量的波长来选择性地调谐所述可见光的一输出波长。

20.根据权利要求17所述的方法，其进一步包含：

在于所述组合结构(30)的所述第一表面上接收红外线辐射之前，选择性地过滤所述红外线辐射和所述可见光光谱中的至少一者。

21.根据权利要求19所述的方法，其中选择性地调谐所述可见光的所述输出波长包含改变一可调谐激光。

22.根据权利要求19所述的方法，其中选择性地调谐所述可见光的所述输出波长包含在将所述光抽吸能量应用到所述组合结构(30)之前，选择性地过滤一宽带抽吸激光器的输出。

23.一种红外线成像系统，其包含：

一光学子系统(60)，其将红外辐射聚焦在一组合结构(30)的一第一表面上，所述组合结构是由一宽能带隙材料(12，16)层形成，所述材料层中埋置有窄能带隙材料的介观尺寸区域(17，24)；

一光抽吸源(62)，其将光抽吸能量应用到所述组合结构(30)上；和，

一可见光成像电路，其接收来自所述组合结构(30)的一第二表面的可见光。

24.根据权利要求23所述的红外线成像系统，其中所述介观尺寸区域(17，24)为晶体硅粒子并且所述宽能带隙材料(12，16)为选自由二氧化硅、氮化硅或非晶硅组成的群组中的一者。

25.根据权利要求23或24所述的红外线成像系统，其进一步包含：

一第一滤光器，其选择性地将红外线辐射光谱的一部分传递到所述组合结构的所述第一表面。

26.根据权利要求23或24所述的红外线成像系统，其进一步包含一第二滤光器，其将所述可见光成像电路与所述光抽吸能量隔离。

27.根据权利要求23或24所述的红外线成像系统，其中所述光抽吸源使用光抽吸能量直接照射所述组合结构(30)的所述第一表面和/或所述组合结构(30)的所述第二表面。

28.根据权利要求23或24所述的红外线成像系统，其进一步包含：

一波导结构，其围绕所述组合结构(30)形成；和

其中，所述光抽吸源通过所述波导结构光学地耦合到所述组合结构(30)。

29.根据权利要求28所述的红外线成像系统，其中所述波导结构传递可见光光谱中的至少若干部分。

30.根据权利要求28所述的红外线成像系统，其中所述波导结构传递红外线光谱中的至少若干部分。

31.根据权利要求23或24所述的红外线成像系统，其中所述光抽吸源(62)为一可调谐光能量源，所述可调谐光能量源适用于使用波长可变光抽吸能量照射所述组合结构(30)。

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