WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

емкость одного периода МСКЯ, Cj – емкость в центре Ток в областях с провисанием зоны проводимости j-го плато на ВФХ. Для образца, показанного на рис. 2, определяется преимущественно последовательным тунвеличина V3,4 должна составлять 80 мВ, а ее экснелированием электронов между квантовыми ямами и периментальное значение равно 500 мВ. Увеличение зоной проводимости барьерных слоев через относиVj, j+1 мы связываем с неоднородностью по площади тельно узкие потенциальные барьеры. Для его расчета МСКЯ концентрации электронов n в j-й квантовой яме, рассмотрим один период МСКЯ в области провисания причем эта неоднородность несколько возрастает после зоны проводимости, к которому приложено напряжение оптической ионизации неоднородно распределенных ГУ.

V kT /q (см. рис. 3). Пусть нижняя точка зоны Далее, кривая 3 на рис. 2 получена после нагревания проводимости барьерного слоя в области ее провисания предварительно освещенного образца до 170 K при расположена выше равновесного уровня Ферми (при напряжении смещения Vb = -1.5 В. При этом смещении V = 0), так что заряд свободных электронов в барьере 2-я и 3-я квантовые ямы(и прилегающие к ним барьеры) мал и не влияет на ход потенциала в барьерных слоях.

приподняты относительно своих равновесных положений Для упрощения примем, что мелкие и глубокие уровни соответственно на 600 и 30 мВ. Видно, что после равномерно распределены по локальным областям, разуказанного прогрева наклон переходного участка (3, 4) мер которых превышает толщину барьера, так что ход возрастает, а его протяженность V3,4 уменьшается потенциала можно считать одномерным и одинаковым и практически совпадает с протяженностью этого же для всех локальных областей. В случае полностью заучастка на исходной кривой 1. В то же время указанный полненных или полностью ионизованных ГУ концентрапрогрев не влияет на величину V2,3 (рис. 2, кривая 3).

ция заряда также равномерно распределена по толщине В случае аналогичного прогрева при напряжении смебарьера и энергия края зоны проводимости, отсчитанная щения Vb = 0.35 В, когда положения всех квантовых от своей наинизшей точки, описывается соотношением ям близки к своим равновесным значениям, измеряемая ВФХ (рис. 2, кривая 4) практически совпадает с исходx - x Ec(x) =qVs. (2) ной. Таким образом, можно заключить, что процесс нейLb/трализации оптически ионизированных ГУ происходит вблизи квантовых ям, не поднятых над уровнем Ферми, Здесь Vs =(kT /q)(Lb/2)2/(2Ld)2 — величина провисаи не происходит вблизи квантовых ям, высоко поднятых ния зоны проводимости при V = 0, x = Lb(V /8Vs) — на ним. Это подтверждает предположение о том, что нейположение минимума зоны проводимости, трализация ионизированных оптическим излучением ГУ Ld = (kT b/2q2N+)1/2 — длина экранирования Дебая, обусловлена захватом электронов из зоны проводимости, b — диэлектрическая проницаемость барьера, N+ — а не выбросом дырки в валентную зону. В последнем суммарная концентрация положительно заряженных случае поднятие ямы на 600 мВ над уровнем Ферми мелких и глубоких уровней. Учитывая, что Lw Lb, мы не влияло бы на процесс перезарядки ГУ при нагревании пренебрегли падением напряжения на квантовой яме.

образца.

В промежуточных случаях, когда ГУ частично заполнены в результате отогрева образца до некоторой температуры T0 (см. п. 1), заряд на ГУ будет распределен 3. Расчет температурной зависимости неоднородно, так как электроны будут в первую очередь тока в МСКЯ захватываться на ГУ, расположенные вблизи середины барьерного слоя и имеющие наименьший энергетический Плотность тока в областях МСКЯ без провисания барьер для захвата электронов. Однако для упрощезоны проводимости при малых напряжениях смещения ния будем считать, что провисание зоны проводимоопределяется преимущественно электронами, термичести по-прежнему описывается параболической зависимоски эмиттированными выше края зоны проводимости стью (2).

барьера, и задается известным соотношением [1,13] Энергия наинизшей точки зоны проводимости барьерного слоя Em, отсчитанная от уровня Ферми в левой j0 = qµnF(N2D/Lp)kT exp(-Ea0/kT ). (1) квантовой яме, дана равенством Em = Ea - Ec1, где Здесь µn — подвижность электрона в AlGaAs, F — Ea = Ea0 - EF - E1, EF и E1 — изменения напряженность электрического поля, N2D = m/ — EF и E1 в локальных областях с Vs > 0, вызванные w Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Фотоэлектрическая память в многослойных структурах с квантовыми ямами на основе GaAs / AlGaAs появлением дополнительных свободных электронов в Туннелированием электронов с энергией меньше Em квантовой яме и ”выгибанием” потенциала в квантовой можно пренебречь, так как оно происходит непосредяме (см. рис. 3), Ec1 = Ec(-Lb/2). В первом ственно из одной квантовой ямы в другую с малой приближении величину EF примем равной N+Lb/N2D, вероятностью D < D1(0)D2(0).

а величиной E1 будем пренебрегать. Кроме того вве- Полный ток J через образец рассчитывался в предподем величины Ec2 = Ec(Lb/2), w1 = Lb/2 +x, ложении индентичности всех барьеров. В этом случае w2 = Lb/2 - x.

J = A(1 - ) j0 + A jl (7) Рассмотрим процесс туннелирования электронов с энергией выше Em. Вероятности туннелирования из при V = Vb/(N + 1). Здесь A — площадь образца, левой (D1) и из правой (D2) квантовых ям в разрешен- — доля площади структуры, занятая локальными обланую область барьера, вычисленные в квазиклассическом стями с указанным провисанием зоны проводимости, приближении [14], определяются соотношением N — количество периодов в МСКЯ.

Теоретические зависимости темнового тока (7) от D1,2(Et) =exp -S1,2(Et/Ec1,2), (3) температуры показаны на рис. 1 сплошными линиями.

Для их совмещения с экспериментальными кривыми 1–где Et — энергия электрона, отсчитанная от подбирали величины µn, Vs и произведение t (в первом наинизшей точки зоны проводимости барьера, члене выражения (7) мы пренебрегали величиной, S1,2 = 2mbEc1,2w1,2/, mb — эффективная поскольку в п. 2.1 было показано, что 1). Ток масса электрона в барьере, (z) = 1 - z j0 при повышенных температурах является преоблада - z ln 1 + 1 - z / z.

ющим. Энергия активации тока j0 определяется велиУчитывая, что V kT /q, а барьеры Ec1 и Ec2 чиной Ea0 (см. соотношение (1)), которая находилась достаточно толстые и имеют малую туннельную пропутем независимого расчета по известным параметрам зрачность, можно считать, что электроны в зоне проМСКЯ [16,17] и составляла 0.194 эВ. Подвижность элекводимости барьерного слоя между барьерами Ec1 и тронов в барьере µn была принята равной 1000 см2/В · с.

Ec2 полностью термализуются, их распределение по При пониженных температурах преобладает ток лоэнергиям описывается единым квазиуровнем Ферми EFb, кальных областей. Величина провисания зоны провокоторый расположен в общем случае между уровнями димости Vs определяет энергию активации локального Ферми левой и правой квантовых ям. Далее, с учетом тока jl, а произведение t — его величину. Добиваясь принципа детального равновесия вычисляем плотность совпадения температурных зависимостей по форме и тока через барьер Ec1, величине, определяли величины Vs и t. Хорошее со впадение с экспериментом получено при µt = 3 · 108 Гц j1 = j10 exp -Em/kt 1 - exp(EFb/kt). (4) и Vs, равном 0.131, 0.122, 0.112, 0.097 В, соответственно для кривых 1–4. При этом N+ (в ед. 1017 см-3) где и Em (в мэВ) равны: 4.7 (1.4), 4.4 (14.6), 4.0 (29.3), 3.5 (51.4). Зависимости 5 и 6 на рис. 1 соответствуют j10 = qN2Dt exp(-Et/kT )D1(Et)dEt, (5) компонентам тока без провисания Aj0 и с провисанием зоны проводимости A jl. Видно, что экспериментальная зависимость тока от температуры не может быть объяса уровень Ферми электронов в левой квантовой яме нена какой-либо из компонент в отдельности. Учитывая, EF принят равным нулю. Через t обозначена эффекчто совмещение теории с исходной экспериментальной тивная частота столкновений электрона в квантовой зависимостью 4 на рис. 1 требует наличия начального яме с дефектами (полярные оптические фононы, ионизначения Vs = 0.097 эВ, следует допустить, что в упомязированные примеси и шероховатости квантовых ям), нутых выше локальных областях в барьерах содержатприводящих к полному переходу энергии движения элекся постоянно ионизированные уровни с концентрацией трона вдоль квантовой ямы в поперечную энергию, 3.5 · 1017 см-3 (например, мелкие доноры). Освещение с которой электрон туннелирует в разрешенную зону образца (рис. 1, кривая 1) увеличивает величину N+ барьера [15]. При интегрировании до бесконечности в до 4.7 · 1017 см-3 и, следовательно, концентрация пе(5) учитываются электроны с энергией Et выше Ec1, при этом D1(Et) 1. Ток j2 через барьер Ec2 резаряжающихся ГУ в локальных областях составляет 1.2 · 1017 см-3.

задается выражением, подобным (4). Приравняв токи Заметим, что в процессе записи температурных заj1 и j2, найдем положение квазиуровня Ферми EFb, а висимостей темнового тока при температурах, больших для плотности сквозного тока jl в локальных областях температуры предварительного нагрева T0, например провисания зоны проводимости получим выражение T0 = 110 K для зависимости 2 на рис. 1, происходит уменьшение Vs, приводящее к уменьшению локального Em j10 j20 qV jl = exp - 1 - exp -, (6) тока. Однако оно приходится на область значительного kt j10 + j20 kt вклада однородного тока в полный ток и потому несущегде j20 задается соотношением (5) с заменой D1 на D2. ственно.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 214 В.Н. Овсюк, М.А. Демьяненко, В.В. Шашкин, А.И. Торопов В целом можно заключить, что предложенная фено- [12] P.M. Mooney. J. Appl. Phys., 67, R1 (1990).

[13] H.C. Liu, A.G. Steele, M. Buchanan, Z.R. Wasilewski. J. Appl.

менологическая модель, несмотря на ее упрощенность, Phys., 73, 2029 (1993).

достаточно хорошо описывает обнаруженное явление [14] Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Квантовая механика (М., фотоэлектрической памяти в МСКЯ.

Наука, 1989) гл. 7, §50.

Природа и происхождение локальных скоплений до[15] С.В. Мешков. ЖЭТФ, 91, 2252 (1986).

норных уровней в барьерных слоях МСКЯ нами [16] S. Adachi. J. Appl. Phys., 58, R1 (1985).

не установлены. Однако учитывая, что эффект фото[17] B.R. Nag, S. Mukhopadhyay. Phys. St. Sol. (b), 175, электрической памяти наблюдается только в МСКЯ (1993).

GaAs/AlxGa1-xAs с x > 0.3, можно предположить, что он Редактор Л.В. Шаронова обусловлен повышенной дефектностью таких структур по сравнению с МСКЯ, где x < 0.3. В этом слуPhotoelectrical memory in GaAs/AlGaAs чае локальные скопления мелких и глубоких донорных уровней могут являться либо собственными дефектами multiple quantum wells барьерных слоев, либо DX-центрами, образовавшимися V.N. Ovsyuk, M.A. Dem’yanenko, V.V. Shashkin, вследствие облегченной диффузии кремния из квантовых A.I. Toropov ям по дефектам структуры в процессе выращивания МСКЯ.

Technological Institute of Applied Microelectronics, Siberian Branch of Russian Academy of Sciences, 630090 Novosibirsk, Russia Заключение Institute of Semiconductor Physics, Siberian Branch of Russian Academy of Sciences, Обнаружено возрастание темнового тока на 2 3 по630090 Novosibirsk, Russia рядка в МСКЯ GaAs/AlxGa1-xAs с x 0.4 после воздействия на структуры оптического излучения

Abstract

The dramatic increase in dark current (by 23 orders) ( <1.3 мкм), при этом увеличенный ток сохраняется in a GaAs/AlxGa1-xAs multiple quantum wells with x 0.в течение длительного времени при пониженных темпеafter illumination of samples by optical radiation ( < 1.3 µm) ратурах и уменьшается вплоть до исходного значения has been observed. This increased current is being observed for после нагревания образца. Обнаруженный эффект объmore than 103 s at low temperatures and drops to an initial value ясняется в рамках предложенной модели барьера с лоafter sample heating. A model of the barrier with a local sag of кальным провисанием зоны проводимости, облегчающим the conduction band promoting tunnelling is proposed. Both the туннелирование электронов. Величина провисания и ток conduction band sag and the current increase due to the optical возрастают при ионизации излучением присутствующих ionization of uncontrollable deep level clusters inherent in the barrier and decrease due to the subsequent capture of electrons в барьере локальных скоплений неконтролируемых ГУ и from the conduction band by the deep levels under sample heating.

уменьшаются в процессе захвата на них электронов зоны проводимости при нагреве образца.

E-mail: vnovsyuk@ispht.nsk.su Fax: (383-2) 35-17-Список литературы [1] B.F. Levine. J. Appl. Phys., 74, R1 (1993).

[2] K.K. Choi, B.F. Levine, C.G. Bethea, J. Walker, R.J. Malik.

Appl. Phys. Lett., 50, 1814 (1987).

[3] B.F. Levine, C.G. Bethea, G. Hasnain, V.O. Shen, E. Pelve, R.R. Abbott, S.J. Hsieh. Appl. Phys. Lett., 56, 851 (1990).

[4] E. Pelve, F. Beltram, C.G. Bethea, B.F. Levine, V.O. Shen, S.J. Hsieh. J. Appl. Phys., 66, 5656 (1989).

[5] B.F. Levine, A. Zussman, J.M. Kuo, J. de Jong. J. Appl. Phys., 71, 5130 (1992).

[6] A. Zussman, B.F. Levine, J.M. Kuo, J. de Jong. J. Appl. Phys., 70, 5101 (1991).

[7] G.M. Williams, R.E. DeWames, C.W. Farley, R.J. Anderson.

Appl. Phys. Lett., 60, 1324 (1992).

[8] L. Pfeiffer, E.F. Schubert, K.W. West, C.W. Magee. Appl. Phys.

Lett., 58, 2258 (1991).

[9] H.C. Liu, Z.R. Wasilewski, M. Buchanan, H. Chu. Appl. Phys.

Lett., 63, 761 (1993).

[10] P.N. Brounkov, S.G. Konnikov, T. Benyattou, G. Guillot. Phys.

Low-Dim. Structur., 10/11, 197 (1995).

[11] В.Я. Алешкин, Б.Н. Звонков, Е.Р. Линькова, А.В. Мурель, Ю.А. Романов. ФТП, 27, 931 (1993).

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.