WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 4 Эффект латерального переноса фотоиндуцированных носителей заряда в гетороструктуре с двумерным электронным газом © В.А. Сабликов, С.В. Поляков†, О.А. Рябушкин Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 141120 Фрязино, Россия † Институт математического моделирования Российской академии наук, 125047 Москва, Россия (Получена 13 ноября 1995 г. Принята к печати 20 мая 1996 г.) Показано, что неравновесные носители заряда, возникающие при локальном оптическом воздействии на гетероструктуру с двумерным электронным газом, переносится в плоскости структуры на чрезвычайно большое расстояние от места возбуждения, которое значительно превосходит длину диффузии в объеме.

Эффект обусловлен тем, что генерированные светом электроны и дырки разделяются встроенным электрическим полем гетероперехода к противоположным краям буферного слоя, где они переносятся по параллельным плоскостям. Расстояние, на которое распространяется неравновесная концентрация носителей, достигает больших значений благодаря: (1) высокой проводимости двумерных электронов, (2) барьера для рекомбинации электронов и дырок и (3) дрейфу дырок в электрическом поле, создаваемом зарядом неравновесных носителей в плоскости структуры.

1. Эффекты, связанные с оптическим воздействием концентрации поверхностных состояний и скорости пона полупроводниковые структуры (такие как фотолюми- верхностной рекомбинации на поверхности буферного несценция и фотоотражение), имеют чрезвычайно боль- слоя, вблизи которой движутся дырки. По величине она шое значение в качестве физической основы методов может достигать сантиметров.

бесконтактного исследования этих структур. При этом 2. Рассмотрим гетероструктуру типа GaAs/AlGaAs, основное внимание обычно уделяется однородному осве- освещаемую лучом света, который поглощается в основщению. Однако в последнее время возрос интерес к ном в буферном слое узкощелевого материала. Геомелокальному оптическому воздействию на гетерострукту- трия и энергетическая диаграмма структуры показаны ры, например сфокусированным лазерным лучом [1–6]. на рис. 1 и 2. Электроны и дырки, генерированные Он связан как с развитием бесконтактных методов диа- светом в буферном слое, разделяются встроенным элекгностики с пространственным сканированием, так и с трическим полем гетероперехода, как это показано на новыми физическими явлениями, которые возникают в рис. 1. Электроны попадают в слой 2МЭГ, а дырки условиях локального освещения. Одно из наиболее инте- прижимаются полем к противоположной поверхности ресных явлений состоит в том, что эффект оптического буферного слоя, которая обычно отделяется от подложвоздействия обнаруживается на чрезвычайно больших ки слоем сверхрешетки. Таким образом между краярасстояниях от места воздействия в плоскости гетеро- ми буферного слоя возникает неравновесная разность структуры. Так, в работе [7] было установлено, что при потенциалов V(r), которая зависит от координаты r освещении части поверхности селективно-легированной вдоль плоскости гетероструктуры, причем V 0 при гетероструктуры эффект освещения, измеряемый по от- r. Следовательно, возникает фотоиндуцированражению зондирующего луча света, обнаруживался в ное электрическое поле, имеющее составляющую вдоль тени на расстоянии до 3 мм. Как оказалось, этот эффект плоскости гетероструктуры. Это тангенциальное поле возникает при достаточно высокой подвижности элек- Et максимально вблизи тыловой поверхности буферного тронов. Он до сих пор не получил объяснения, но с слоя и минимально в слое 2МЭГ в силу его высокой ним связываются перспективы приложений для бескон- проводимости. Поле Ei вызывает дрейф дырок вдоль тытактного определения подвижности или проводимости ловой поверхности по направлению от светового пятна.

двумерного электронного газа (2МЭГ). Если проводимость 2МЭГ достаточно велика, то перенос В настоящей работе предложен механизм этого явле- дырок сопровождается таким изменением поверхностной ния. Он состоит в том, что генерированные светом элек- плоскости заряда 2МЭГ, которое локально компенсирует троны и дырки разделяются встроенным электрическим неравновесный дырочный заряд, иначе говоря, вместе с полем гетероперехода к противоположным поверхно- дырками переносится заряд их зеркального изображестям буферного слоя и, будучи разделенными, перено- ния. В таком случае латеральный перенос электронов сятся вдоль плоскости гетероструктуры. Расстояние, на и дырок ограничивается только рекомбинацией, которая которое переносятся неравновесные носители, достигает затруднена из-за наличия потенциального барьера, увебольшой величины благодаря большому времени жизни личивающегося по мере удаления от светового пятна.

разделенных электронов и дырок и высокой проводи- Разумеется, перенос носителей заряда вдоль плоскости мости 2МЭГ. Длина латерального переноса зависит возникает не только благодаря дрейфу в фотоиндуциот величины изгиба зон гетероперехода, температуры, рованном тангенцилаьном поле, то также и вследствие 394 В.А. Сабликов, С.В. Поляков, О.А. Рябушкин достаточно проследить только за переносом дырок, учитывая, что электроны переносятся вдоль слоя 2МЭГ и локально компенсируют неравновесный дырочный заряд.

При этом возмущение плотности 2МЭГ ns можно считать малым, даже если возмущение дырочной концентрации велико. Действительно, концентрацию неравновесных дырок следует считать большой, если она сравнима с концентрацией примесей в буферном слое. Обычно это акцепторы с концентрацией NA 10141015 см-3.

Если p NA вблизи тыловой поверхности буферного слоя, где концентрация дырок наибольшая, то полное количество неравновесных дырок на единицу площади буферного слоя ps NAlD, где lD — длина, на которой сосредоточены дырки у тыловой границы слоя, т. е. дебаевская длина, которая при указанных концентрациях порядка 10-5 см. Так что ps составляет порядка 1091010 см-3. В силу условия электронейтральности ns =ps т. е. ns значительно меньше, чем типичная плотность 2МЭГ, которая порядка 1012 см-2. При расчете мы будем считать, что интенсивность света не слишком велика, так что p < NA и возмущение плотности 2МЭГ пренебрежимо мало. При этом фотоиндуцированное напряжение может значительно превосходить kBT /e (kB — постоянная Больцмана, T — температура).

Дальнейшее упрощение задачи связано с толщиной Рис. 1. Геометрия структуры и распределение зарядов в ней d буферного слоя. Реально она составляет 0.51 мкм.

при освещении; показаны силовые линии фотоиндуцированного Эта величина значительно больше толщины слоя 2МЭГ, электрического поля.

но значительно меньше интересующих нас длин латерального переноса. Поскольку поглощение света и разделение неравновесных электронов и дырок встроенным полем гетероперехода происходит во всей толщине d, диффузии. Соотношение дрейфового и диффузионного при рассмотрении переноса носителей поперек буфернопотоков зависит от концентрации неравновесных дырок го слоя мы пренебрежем толщиной слоя 2МЭГ и будем p, так как дрейфовый поток зависит от p нелинейно рассматривать его как эквипотенциальную поверхность, (грубо говоря, квадратично) из-за того, что тангенцина которой происходит поверхностная рекомбинация:

альное поле увеличивается с ростом p. Поэтому дырки рекомбинируют с 2М электронами непосредственпри большой интенсивности света (которая в реальных но и через поверхностные состояния. Тот факт, что условиях оказывается достаточно малой по абсолютной мы пренебрегаем толщиной слоя 2МЭГ, одновременно величине) дрейфовый поток преобладает над диффузиозначает, что и длина туннелирования электронов и онным. Диффузия становится преобладающей при малой дырок под барьер гетероперехода мала по сравнению концентрации p.

с d. Это позволяет при описании переноса носи2.1. Полное количественное описание эффекта предтелей пользоваться локальными концентрациями, хотя ставляет собой достаточно трудную задачу, включаюпри этом коэффициент межзонной рекомбинации может щую в себя уравнения переноса фотоиндуцированных зависеть от электрического поля вследствие эффектов носителей заряда вдоль и поперек буферного слоя, уравтуннелирования. Однако при рассматриваемой в этой нение Пуассона для электрического поля и уравнение работе величине модуляции электрического поля этот переноса электронов в слое 2МЭГ с учетом, вообще эффект несуществен. Тем не менее для общности мы говоря, изменения формы ямы, локализующей электробудем различать коэффицент межзонной рекомбинации ны. В настоящей работе мы воспользуемся упрощенной B в объеме буферного слоя, где поле невелико, и комоделью, которая позволит продемонстрировать эффект эффициент межзонной рекомбинации Bs дырок с 2М латерального переноса в условиях, близких к экспериэлектронами.

менту, и установить основные его закономерности.

Тот факт, что толщина буферного слоя мала по сравБудем считать, что проводимость 2МЭГ велика, так нению с характерными длинами латерального переноса, что при освещении структуры слой двумерных (2М) позволяет разделить ”быстрое” движение носителей заэлектронов остается эквипотенциальным, и учтем, что ряда поперек слоя и ”медленное” движение вдоль слоя, толщина d буферного слоя мала по сравнению с харак- причем при описании переноса носителей поперек слоя терными длинами латерального переноса. В этом случае можно воспользоваться стандартным приближением кваФизика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Эффект латерального переноса фотоиндуцированных носителей заряда в гетероструктуре... зиравновесия (т. е. считать квазиуровни Ферми электро- где S2 = cnnt — скорость поверхностной рекомбинации, нов и дырок не зависящими от поперечной координаты). pT = p1 + n1cn/cp, cn и n1 — коэффициент захвата и Расчеты показывают, что это приближение выполняется шокли-ридовский фактор для электронов.

хорошо (поскольку сквозной ток через слой отсутству- Уравнение (1) можно упростить, если учесть, что ет), но только при достаточно высоких температурах. искомые величины (концентрации носителей и поле) При низких температурах условие квазиравновесия на- изменяются поперек слоя значительно быстрее, чем рушается. вдоль него). В этом случае можно считать, что попеТаким образом, наше рассмотрение будет ограничено рек буферного слоя устанавливается квазиравновесное достаточно высокими температурами и низкими интен- состояние, т. е, квазиуровни Ферми дырок и электронов сивностями света. Конкретные оценки будут приведены не зависят от y. Тогда концентрация дырок выражается далее. через потенциал (x, y) в буферном слое. отсчитанный 2.2. Для простоты рассмотрим одномерную геометрию от плоскости y = 0, латерального переноса носителей в плоскости структуры p(x, y) =p(x, d) exp e[(x, d) - (x, y)]/(kBT ), (3) в направлении x, что соответствует лучу света в виде полосы, перпендикулярной этому направлению.

где p(x, d) — концентрация дырок у нижней (тыловой) В стационарном режиме перенос дырки в буферном границы буферного слоя y = d. С учетом того, слое описывается уравнением что практически во всем буферном слое электронный 1 jpx jpy газ не вырожден, для электронной концентрации имеем + = G(x, y) - B np - n2. (1) i e x y аналогичное выражение Здесь предполагается, что преобладающим механизмом n(x, y) =n(x, 0) exp e(x, y)/(kBT ) (4) рекомбинации являются межзонные переходы, и приняты обозначения: ni — концентрация собственных носис тем отличием, что концентрация n(x, 0) велика и телей, G(x, y) — темп оптической генерации носителей от x практически не зависит. Можно положить, что I0(x) n(x, 0) Nc, где Nc — эффективная плотность состояний G(x, y) = e-y, h в зоне проводимости. При таком подходе к описанию I0 — интенсивность света, h — энергия световых кван- n(x, y) мы пренебрегаем фотоиндуцированной разностью потенциалов на слое 2МЭГ, что вполне оправдано, коль тов, — коэффициент поглощения света. Плотность скоро наше рассмотрение ограничено невысокими интендырочного тока jp представляет собой сумму дрейфового сивностями света.

и диффузионного токов. На границах буферного слоя jpy Уравнение переноса дырок вдоль слоя можно полуопределяется поверхностной рекомбинацией. На границе чить, проинтегрировав уравнение (1) по dy от y = 0 до с 2МЭГ y =d с учетом(3), (4). Таким образом, для усредненных (1/e) jpy(x, y 0) =-Bsns p(x, 0) -p0(x, 0) по толщине слоя величин имеем -S1 p(x, 0) -p0(x, 0), d d dp B µpExp - Dp = (x) - dy np - nгде Bs — коэффициент рекомбинации дырок с 2М элекi dx dx d тронами, S1 — скорость рекомбинации через поверхностные состояния, p0(x, 0) — равновесная концентрация дырок у границы с 2МЭГ. На противоположной границе - jpy(x, d) - jpy(x, 0), ed буферного слоя (y = d) дырочный ток определяется рекомбинацией через поверхностные состояния (для здесь µp и Dp — подвижность и коэффициент диффузии простоты моноэнергетические) дырок. Усредненная по слою концентрации p(x) выража ется через концентрацию дырок у тыловой поверхности (1/e) jpy(x, d) =cpnt p(x, d) -cp(Nt -nt)p1, (2) буферного слоя p(x, d) p(x) где Nt — плотность поверхностных состояний, nе —их p(x) = p(x), заселенность электронами, cp — коэффициент захвата дырок, p1 Nv exp(-t/kBT ) — шокли-ридовский факгде величина, зависящая от распределения потенциала тор тепловой активации дырок в валентную зону, t — по координате y вблизи тыловой поверхности буферного энергия ловушек над потолком валентной зоны, Nv — слоя. Для простоты мы будем считать, что пространэффективная плотность состояний в валентной зоне.

ственный заряд гетероперехода распространяется на весь Полагая для простоты, что в неравновесных условиях буферный слой, толщина которого значительно превосповерхностные состояния почти полностью заселены ходит дебаевскую длину lD = kBT /(4e2NA), — дырками, уравнение (2) преобразуем к виду диэлектрическая проницаемость. Тогда вблизи тыловой границы плотность пространственного заряда приблиnp - n(1/e) jpy(x, d) =S2 i, зительно равна -eNA и решение уравнения Пуассона p + pT Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 396 В.А. Сабликов, С.В. Поляков, О.А. Рябушкин d exp(eV0/kBT ) I0(x) =, G = 1 - e-d.

BNcd + Bsns + S1 h pd Уравнение (6) приведено в упрощенном виде для случая, когда концентрация p(x) значительно превосходит термодинамически равновесную концентрацию дырок p0(d) на тыловой границе буферного слоя.

3. Распределение концентрации неравновесных дырок вдоль плоскости гетероструктуры, полученное в результате численного решения уравнения (6) применительно к GaAs для температуры 200 K, приведено на рис. 3.

Здесь же для сравнения показано распределение интенсивности света, использованное в расчете, и приведено распределение p(x) в случае, если бы не был учтен дрейф дырок в фотоиндуцированном поле. Как видно, перенос носителей в плоскости слоя связан как с дрейфом, так и с диффузией дырок.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.