WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

2 (R) (R + r) = exp(= r2/ ), (9) z где — среднеквадратичное смещение гетерограницы, z а — характерный размер шероховатости в плоскости гетероперехода. В приближении |ki - kj| 1 частоту рассеяния электрона на шероховатости гетерограницы можно записать в виде i j = m | (z )| | (z )| Ec. (10) i h j h z В этом приближении вероятность рассеяния не зависит от кинетической энергии электрона и угла рассеяния.

Результаты вычисления частот рассеяния электрона на Рис. 4. Зависимости функций распределения электронов в шероховатости гетерограницы для различных переходов трех подзонах от полной энергии для двух значений электрипредставлены на рис. 3 (линии с верхним индексом s).

ческого поля при T = 4.2 K, вычисленные с помощью моМы приняли следующие значения для, : = 10, z z делирования электронного транспорта методом Монте–Карло;

= 38. E, кВ/см: 1 —1, 2 —2.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 728 В.Я. Алешкин, А.А. Дубинов видно, что каждая функция распределения имеет два характерных участка. Граница между ними лежит в области энергии, начиная с которой возможно внутриподзонное рассеяние с испусканием полярного оптического фонона. Функция распределения плавно уменьшается до этой границы, а после нее спадает более резко.

Такое поведение функции распределения можно объяснить рассеянием электрона на полярном оптическом фононе. Действительно, электрон, набравший кинетическую энергию, большую энергии оптического фонона, быстро его испускает и попадает в область малых энергий, где и проводит много времени, пока снова не наберет энергию, нагреваясь электрическим полем.

Как уже отмечалось выше, из-за сильного рассеяния на шероховатости гетерограницы электронов, находящихся на второй подзоне размерного квантования, их функция распределения более резко спадает и имеет слабо выраженный высокоэнергетический „хвост“ в поле 2 кВ/см, поэтому средняя кинетическая энергия электронов, находящихся на этой подзоне, ниже, чем таковая для электронов первой и третьей подзон. Переходы электронов между подзонами происходят в основном при рассеянии на оптических фононах, причем 12, 21 <23, Рис. 5. Зависимости отношения n2/n1 (1) и разности концентраций n2 - n1 (2) электронов на второй и первой подзонах 32 <13, 31 (см. рис. 3). Это приводит к значительному и средней дрейфовой скорости электронов V (3) в рассматоттоку электронов с третьей на вторую подзону. Третья риваемой структуре от величины электрического поля E для подзона интенсивно заселяется электронами с первой температуры 4.2 K (a) и 77 K (b), вычисленные методом подзоны, так как между ними часто осуществляются Монте–Карло.

переходы электронов при рассеянии на фононах. В силу указанных выше причин в сильных электрических полях электроны в результате рассеяния на фононах переходят с первой подзоны на третью, а с третьей на вторую и там Оценим теперь возможный коэффициент усиления в накапливаются, что приводит к инверсному распределетакой структуре. Приближенное выражение для коэфнию электронов на первой и второй подзонах.

фициента усиления на частоте, соответствующей На рис. 5, a приведены зависимости от электрического разности энергий E2 - E1, можно записать в следующем поля отношения и разности концентраций электронов виде:

на второй и первой подзоне при температуре жидкого 4|z |2(n2 - n1) =, (13) гелия. Из рисунка видно, что в полях свыше 1.2 кВ/см 0 Lz реализуется инверсная заселенность первой и второй подзон размерного квантования. Поскольку с ростом где = e2/ c — постоянная тонкой структуры, z — электрического поля электроны накапливаются в подматричный элемент оператора z, — время, характеризоне с низкой подвижностью, одновременно падает зующее спектральную ширину перехода между второй дрейфовая скорость. Зависимость средней дрейфовой и первой подзонами (время релаксации фазы), Lz —хаскорости электронов в нашей структуре от величины рактерный размер локализации волны в z-направлении.

электрического поля также представлена на рис. 5, a.

Если система периодична в z -направлении, т. е. соИз рисунка видно, что дрейфовая скорость электронов держит много троек туннельно-связанных ям, тогда в начинает падать с ростом электрического поля с покачестве Lz можно принять период. Если 10, лей 50 В/см.

0 13, (n2 - n1) 1011 см-2, Lz 5 · 10-6 см (имеется На рис. 5, b приведены результаты расчета тех же в виду периодическая система) и z 2.9 · 10-8 см (что величин, что и на рис. 5, a для температуры жидкого соответствует нашей системе), тогда из (12) получаем азота. Из сравнения рисунков видно, что уменьшение ин 4.3см-1. Отметим, что величина решеточного поверсии при таком увеличении температуры незначительглощения в GaAs для изучения с длиной волны 150 мино. Заметные изменения коснулись только зависимости крон составляет менее 1 см-1 [11] при T = 4.2K.

дрейфовой скорости электронов от электрического поля.

Кроме того, что величина дрейфовой скорости заметно В заключение авторы выражают благодарность уменьшилась, ее падение с ростом электрического поля А.А. Андронову за многочисленные полезные обсужденачинается уже с полей около 500 В/см. ния, способствовавшие написанию этой работы.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Инверсия электронной населенности подзон размерного квантования... Работа частично финансировалась грантами РФФИ № 99-02-17873, № 00-02-16159, МНТП ФТНС № 98-1098, ГНТП „Фундаментальная спектроскопия“ № 8/02.08, „Физика микроволн“ (3.17) и ИНТАС (990996).

Список литературы [1] J. Faist, F. Capasso, D.L. Sivko, C. Sirtori, A.L. Hutchinson, A.Y. Cho. Science, 264, 533 (1994).

[2] O. Gauthier-Lafaye, P. Boucaud, F.H. Julien, S. Sauvage, S. Cabaret, J.-M. Lourtioz, V. Thierry-Mieg, R. Planel. Appl.

Phys. Lett., 71, 3619 (1997).

[3] A. Andronov, E. Gornik. Optical and Quant. Electron., 23, N2 (1991).

[4] И.В. Алтухов, М.С. Каган, К.А. Королев, В.П. Синис, Ф.А. Смирнов. ЖЭТФ, 74, 404 (1992).

[5] И.В. Алтухов, М.С. Каган, К.А. Королев, М.А. Одноблюдов, В.П. Синис, Е.Г. Чиркова, И.Н. Яссиевич. ЖЭТФ, 115, 89 (1999).

[6] V.Ya. Aleshkin, A.A. Andronov, A.V. Antonov, N.A. Bekin, V.I. Gavrilenko, A.V. Muraviev, S.G. Pavlov, D.G. Revin, V.N. Shastin, I.G. Malkina, E.A. Uskova, B.N. Zvonkov. Phys.

Sol. (b), 204, 563 (1997).

[7] В.Я. Алешкин, А.А. Андронов. Письма ЖЭТФ, 68, (1998).

[8] E.H. Li. Physica, E5, 215 (2000).

[9] В.Ф. Гантмахер, И.Б. Левинсон. Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках (М., Наука, 1984).

[10] Т. Андо, А. Фаулер, Ф. Стерн. Электронные свойства двумерных систем (М., Мир, 1985) гл. 4, с. 138.

[11] P.D. Coleman, G. Sherman, D. Parsons, D. Akitt. Proc. Symp.

on Submillimeter Waves (N. Y. 1970) p. 694.

Редактор Л.В. Беляков Subband population inversion under lateral transport in tunnel-coupled quantum wells V.Ya. Aleshkin, A.A. Dubinov Institute for Physics of Mircostructures RAS, 603600 Nizhny Novgorod, Russia

Abstract

A laser scheme for generation of far infrared radiation ( 150 µm) is proposed. The population inversion of subbands can be provided by lateral electron transport in a triple tunnel-coupled quantum well under high electric field.

Of importance is the fact that the structure proposed contains a single rough heterointerface. The Monte-Karlo simulation of the electron transport in AlxGa1-x As/GaAs (x = 0.2, 0.3) triple tunnel-coupled quantum well heterostructure has shown a population inversion between the first and second subbands that appears when the applied field exceeds 1.2 kV/cm both at T = 4.2 K and 300 K.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.