WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 5 Механизм многозначной анизотропии электропроводности двойных гетероструктурных ям и сверхрешеток © З.С. Грибников Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 252650 Киев, Украина (Получена 4 июля 1996 г. Принята к печати 8 июля 1996 г.) Предложен новый механизм многозначной анизотропии продольной электропроводности двухъямных и многоямных гетерструктур на основе многодолинных полупроводников. Механизм основан на предположении о том, что при разогреве электронного газа межъямная термоэлектронная эмиссия через невысокий потенциальный барьер становится доминирующим каналом электронных переходов между ямами и что межъямные переходы с сохранением долины могут быть чаще междолинных. Учетены внутренние электрические напряжения на барьерах, возникающие вследствие различного междолинного перераспределения в ямах.

1. Многозначная анизотропия электропроводности ких подзонах предполагаем слабой, в интересующем нас (МАЭ) (или многозначный эффект Сасаки — МЭС) диапазоне продольных электрических полей доминирует отчетливее всего проявляется в виде спонтанного на- иной механизм межъямных переходов электронов — террушения симметрии распределения электронов по экви- моэлектронная эмиссия из ямы в яму. В процессе такой валентным долинам многодолинного полупроводника в эмиссии электрон, например, из долины 1 в яме a (т. е.

случае тока, направленного вдоль одной из осей симме- из состояния a1) должен разогреться до такой энергии трии кристалла. Этот эффект, приводящий к доменной в своей яме, чтобы в результате рассеяния перейти в (слоистой) структуре поперечного электрического по- одну из более высоких подзон (сохраняя при этом свою ля и долинных концентраций [1], достаточно подробно долинную принадлежность) и затем снова рассеяться на исследован как теоретически, так и в экспериментах с самый низкий уровень квантования, но уже в яме b (т. е.

объемными образцами n-Si (см. монографию [2] и более перейти в состояние b1), где и охладиться.

поздние обзоры [3,4]). ”Обычным” механизмом МАЭ Далее мы предполагаем, что межъямный термоэлекявляется быстрое возрастание вероятности междолинно- тронный переход с сохранением долинной принадлежго перехода с испусканием междолинного фонона при ности в рассматриваемом диапазоне полей является низких температурах кристаллической решетки по мере существенно более вероятным процессом, чем междороста разогрева электронного газа в долине. линное рассеяние электронов с сохранением их ямной принадлежности. Это возможно, если подавлено упругое При переходе от объемных образцов к слоистым междолинное рассеяние (на примесях или на флуктуациструктурам с потенциальными барьерами, разделяющиях состава сплава), а испускание междолинных фононов ми проводящие каналы, доменная структура поперечного несущественно, т. е. температура мала, а высота термоэлектрического поля должна претерпеть заметные измеэлектрического межъямного барьра ab = II-I заметно нения вследствие полевого эффекта на барьерах [5].

меньше энергии M междолинного фонона Здесь мы впервые излагаем новый механизм МАЭ, отличный от обычного фононного, и присущий только ab < M. (1) слоистым гетероструктурам с двумя или более токовыми каналами, разделенными потенциальными барьерами. В В равновесии имеет место исходно однородное объемных образцах предлагаемый механизм невозможен.

распределение носителей по долинам и ямам, т. е.

Суть этого механизма покажем на простейшем примере na1 = na2 = nb1 = nb2 = n0. При этом прилодвойной симметричной гетероструктурной ямы (рис. 1), женное электрическое поле Ex = E направлено вдоль токопроводящие каналы (ямы) которой (равно как и оси x, а поперечная его составляющая отсутствует:

разделяющий их барьер) выполнены из материалов, элекEy = 0. В силу анизотропии долин 1 и 2 в катронный спектр которых может быть описан с помощью ждой из них имеются поперечные составляющие потоков двухдолинной модели.

jya1 = jyb1 = - jya2 = - jyb2, не приводящие к среднему Предположим, что в каждой из двух ям a и b элек- нагреву или охлаждению носителей в долинах в силу троны каждой из двух долин 1 и 2 образуют по од- отсутствия составляющей поля Ey.

ному одинаковому уровню I (наиболее низкие подзо- Предположим теперь, что в яме a возникло флуктуаны). (Ввиду предполагаемой слабости туннельной связи тивное междолинное перераспределение носителей с помежду ямами расщеплением этих уровней пренебре- явлением положительной добавки na1 и отрицательной гаем). Предположим далее, что вышележащие уровни добавки na2 = -na1. В результате проводимость ямы a квантования II, III и т. д. лежат на высоте барьера приобретет анизотропию, так что в ней возникнет малое или выше и являются, таким образом, коллективными. поперечное поле Ea, направленное таким образом, что Поскольку туннельную связь между ямами в самых низ- электроны типа a1 в целом охлаждаются, а электроны 622 З.С. Грибников изменяется форма потенциального барьера и ям. Теперь мы не можем ввести единый самый низкий дважды вырожденный уровень ввиду появившейся сильной асимметрии и должны рассматривать разные уровни в ямах и вводить две различные энергии термоэлектронной эмиссии. Таким образом, вероятности термоэлектронной эмиссии из ямы a в яму b и обратно разнятся не только ввиду различного разогрева электронов в этих ямах, но и ввиду наличия напряжения V(y).

Совокупное действие обоих эффектов приводит к тому, что область пространства, где имеется поперечное (a,b) Рис. 1. Двойная гетероструктурная яма (слева) и схема рас- поле Ey и соответствующее междолинное перераспреположения долин в двумерном p-пространстве самых низких деление электронов в ямах, ограничивается в размерах подзон размерного квантования (справа).

и разделяет собой две обширных области, в которых (a,b) Ey = 0, однако между ямами имеется напряжение V () и V (-) =-V(). Наличие этих напряжений сопряжено, согласно (2), с асимметричным заполнением типа a2 греются. Поскольку в яме b такого поля нет, ям: (na - nb)|y= = -(na - nb)|y=-. Фактически эти термоэмиссионное равновесие нарушается и возникает обширные области и играют роль слоев — доменов при избыточный переход электронов типа a2 в состояние рассматриваемом механизме МАЭ, тогда как разделяюb2, а также переход электронов типа b1 в охлажденное щие их сравнительно узкие слои с поперечными полями состояние a1. Теперь и в яме b возникает электрическое и междолинным перезаселением электронов служат дополе Eb обратного знака по сравнению с полем Ea, менными стенками. Таким образом, МАЭ имеет место способствующее добавочному нагреву электронов типа именно в этих стенках.

b1 и охлаждению электронов типа b2, т. е. (с учетомпроцесса термоэлектронной эмиссии в яму a) усиливающее В таблице сведены качественные особенности доменов исходную концентрационную флуктуацию в яме 1. и доменных стенок при обычной МАЭ в объемных В результате при преобладании описанных выше дис- образцах и в рассмотренном здесь случае двойной ямы.

сипативных эффектов, усиливающих флуктуацию, над 3. Запишем упрощенную (феноменологическую) симногими иными, подавляющими ее, возникает одно из стему уравнений, позволяющую качественно описать двух стационарных состояний, схематически изображенрассматриваемый эффект. Эти уравнения развивают и ных в правой части рис. 2. Такое состояние характеризуобобщают аналогичные уравнения для обычного эффекта (a) ется наличием поперечных электрических полей Ey и МАЭ (их жизнеспособность была впоследствии подтвер(b) ждена множеством численных расчетов). Они включают Ey, равных по величине и противоположно направленв себя уравнение (2) и 4 уравнения непрерывности для ных в ямах a и b, а также различным заполнением долин в ямах, причем асимметрия заполнения также одинакова по величине, но различна по знаку: na1 - na2 = nb1 - nb(однако na1 + nb1 = na2 + nb2). Для сравнения в левой части рис. 2 показаны состояния с нарушенной симметрией в объемном материале, возникающие при реализации обычной схемы МАЭ.

2. Изображенная на рис. 2 схематическая картина МАЭ в двойной яме в чистом виде нереализу(a) ема, поскольку наличие полей разного знака Ey и (b) Ey приводит к появлению электрического напряжения y ( ( V(y) = - [Eya)(y ) - Eyb)(y )]dy на потенциальном барьере, разделяющем ямы. Это напряжение имеет своими следствиями два эффекта, радикально изменяющие описанную картину.

Во-первых, происходит перезарядка ям, при которой V (y) e(na - nb) =2 C(V )dV, (2) Рис. 2. Схематическая картина МАЭ в ”обычном” объемном где na = na1 + na2, nb = nb1 + nb2, C(V ) — эффективварианте (слева) и в предлагаемом варианте для двойной ямы ная дифференциальная межъямная емкость. Во-вторых, (справа).

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Механизм многозначной анизотропии электропроводности двойных гетероструктурных ям... Объемный образец с обычным Двойная яма (фононным) механизмом МАЭ с термоэлектронным механизмом МАЭ Свойства доменов Постоянное поперечное поле, Отсутствие поперечных полей, постоянное напряжение на барьере, междолинное перезаселение, отсутствие междолинного перезаселения, межъямное перезаселение, анизотропная проводимость изотропная проводимость Свойства двойных стенок Поперечное поле проходит через нуль, Поперечные поля в ямах, напряжение на барьере проходит через нуль, междолинное перезаселение проходит через нуль, междолинные перезаселения в ямах, межъямное перезаселение проходит через нуль, доменные стенки поляризованы: доменные стенки не поляризованы тонкие и толстые (прямые и обратные) Соотношения симметрии ( ( Ey(y) =-Ey(-y) Eya)(y) =-Eyb)(-y), V(y) =-V(-y) n1(y) =n2(-y) na(y) =nb(-y), na1(y) =nb2(-y), na2(y) =nb1(-y) всех четырех групп электронов, введенных выше: из которого (а также из уравнений (3) с учетом (5)) следует условие nk jk + = - nk (Fk, V ) +0(Fk) naa + nbb + A(na1 - na2 + nb1 - nb2) =0, (7) t y причем нуль в правой части (7) отвечает предположению +n k(F k, V ) +nk 0(Fk ), (3) о холловской конфигурации образца в xy-плоскости.

Решение системы (2)–(6) выходит за рамки данной где = a, b, k = 1, 2, =, k = k, Vab = -V, а работы. Здесь мы ограничимся констатацией только нескольких ее простейших следствий.

Fk =eµE2 1 + - 2A(-1)k, (4) а) При всех значениях E существует тривиальное () решение nk = n0, a = b = 0, Fk = eµE2, V = 0.

где = Ey /E.

б) Рассматриваемая система описывает обычную Здесь принято, что составляющие тензоров подвижМАЭ:

ности в долинах, не зависящие, по предположению, от k k k k разогрева, есть µxx = µyy = µ; µxy = µyx = -Aµ(-1)k, na1 = nb1 = n1; na2 = nb2 = n2 = n1;

и считается, что разогревная зависимость вероятностей a = b = = 0; V = 0. (8) (Fk, V ) и 0(Fk) может быть гораздо более суПри этом Fa1 = Fb1 = F1 = Fa2 = Fb2 = F2.

щественной. Введенные в (3) вероятности (обратные времена) междолинного рассеяния 0(Fk) предполага- Возможность существования решений (8) не означает ются функциями только некоторых эффективных мощ- их обязательности. Они имеют место только в некотором диапазоне электрических полей E (El, Eh) при ностей (на один электрон) Fk, даваемых формулой (4) достаточно низких температурах, когда обеспечивается (в полной аналогии с обычной теорией МЭС [2]), а достаточно быстрый рост 0(F) с F. Решения в доменвероятности межъямного термоэлектронного перехода ных стенках зависят от того, совпадает ли направление (Fk, V ) зависят также и от напряжения ±V на потенциальном барьере. Потоки электронов jk в y- полевого потока основных носителей в домене (фигурирующего в формуле (5)) с направлением их диффузионнаправлении есть ного потока или же противоположно [1]. В результате nk мы имеем два типа доменных стенок, чередующихся друг jk = -D - µEnk - A(-1)k. (5) y с другом: толстые стенки, где эти направления совпадают с обеих сторон, и тонкие стенки, в которых эти потоки Наконец, предполагается выполненным условие квазипо обе стороны антипараллельны.

нейтральности в виде в) Имеются решения с симметрийными свойствами:

b, na1(y) =nb2(-y); na2(y) =nb1(-y); na(y) =nb(-y);

nk = 4n0, (6) a(y) =-b(-y); V(y) =-V(-y). (9) =a, k=Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 624 З.С. Грибников Эти решения как раз и есть те новые решения, существование которых обусловлено достаточно быстрым возрастанием 0(F, V) с ростом F. Эти решения совпадают с показанными на рис. 2 (в правой его части) только в точке y = 0, которую следует считать центром доменной стенки. Отметим, что в данном случае нет той поляризации доменных стенок, которая имеется в случае обычного объемного эффекта, поскольку в этих стенках не происходит резкого изменения концентраций (a, nk, а значения полей Ey b) не проходят через нуль (и Рис. 3. Возможные варианты межъямного перезаселения в наоборот, близки к своим максимальным значениям).

многоямной гетероструктуре: слева — симметричное перезаВ доменах, разделенных этой стенкой, имеет место население, справа — перезаселение посредством спаривания.

сыщение напряжений на барьере до значений Vs = V() и -Vs = V (-); при этом насыщаются также концентрации: nas = na() =nb(-) и nbs = nb() =na(-), ( ( а поля Eya) и Eyb) стремятся к 0. Вместе с полями До сих пор мы рассматривали только двухъямные исчезает и междолинное перераспределение в каждой из структуры. Аналогичные эффекты должны также возниям. Насыщенное значение напряжения Vs определяется кать и в многоямных периодических структурах. При из уравнений (2), (6), а также следующего из (3) этом ближайшим аналогом двухъямной проблемы быуравнения ли бы структуры, в которых ямы с четным номером nas(Vs) =nbs(-Vs), (10) могли бы быть уподоблены яме a, а ямы с нечетным номером — яме b (рис. 3, a). Однако кроме где (±Vs) =(eµE2, ±Vs). Из них мы имеем структуры... bababa... вполне возможна и структура Vs... baabbaabba... (рис. 3, b). В этой последней зна(-Vs) - (Vs) чительно легче развязывается положение стенок, соот2 C(V )dV = 2en0, (11) (-Vs) +(Vs) ветствующих одной паре слоев, и, следовательно, существенно обогащается коллекция возможных доменных (-Vs) структур, что облегчает переход к хаосу.

nas = 4n0, (12) (-Vs) +(Vs) Наиболее очевидными материальными системами, в (Vs) которых следует искать описанные выше эффекты, являnbs = 4n0. (13) ются гетероструктуры Si/Si1-xGex иGe/SixGe1-x. Рассмо(-Vs) +(Vs) трим первую из них, выращенную на подложке Si (100).

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.