WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 2 Межзонное поглощение длинноволнового излучения в -легированных сверхрешетках на основе монокристаллических широкозонных полупроводников © В.В. Осипов, А.Ю. Селяков, M. Foygel† Государственный научный центр Российской Федерации ”Орион”, 111123 Москва, Россия † South Dakota School of Mines and Technology, Rapid City, SD 57701–3995, USA (Получена 22 июля 1997 г. Принята к печати 25 июля 1997 г.) Предложена сверхрешетка нового типа, которая формируется в монокристаллическом широкозонном невырожденном полупроводнике последовательностью пар близко расположенных донорных и акцепторных -легированных слоев. Показано, что благодаря сверхсильным электрическим полям, образующимся между этими -легированными слоями, коэффициент электропоглощения длинноволнового излучения определяется туннельными оптическими переходами электронов из зоны тяжелых дырок (в отличие от случая не слишком сильных полей, когда электропоглощение определяется легкими дырками); при этом его величина близка к коэффициенту межзонного поглощения света и слабо зависит от энергии кванта вплоть до дальнего инфракрасного диапазона. Найдено, что в предложенной сверхрешетке на основе InSb коэффициент поглощения в областях сверхсильного поля может превышать 103 см-1 вплоть до длин волн излучения, примерно равных 50 100 мкм. Отмечается, что, благодаря пространственному разделению фотогенерируемых электронов и дырок, время их жизни и фоточувствительность такой сверхрешетки в длинноволновой области могут иметь гигантские значения.

1. Введение время жизни фотоносителей и фоточувствительность чрезвычайно малы [20,21].

Этих недостатков лишены классические легированОдна из наиболее актуальных проблем фотоэлектроные сверхрешетки n-i-p-i-типа, которые в начале ники состоит в создании фотодетекторов и крупнофор80-х годов были предложены и теоретически изучены матных смотрящих матриц для среднего и дальнего Неустроевым и Осиповым [22–25]. В таких сверхинфракрасного (ИК) излучения на основе широкозонрешетках время жизни фотоносителей и фоточувствиных полупроводников. Перспективным направлением в тельность могут достигать огромных значений вследрешении этой проблемы является разработка ИК фотоствие пространственного разделения фотогенерируемых детекторов на основе различного типа квантовых ям и электронов и дырок. Однако в классических легиросверхрешеток и прежде всего квантово-размерных гетеванных сверхрешетках на основе широкозонных полуроструктур GaAs/AlGaAs [1] и Si/SiGe [2]. В последние проводников длинноволновое ИК излучение поглощагоды развитие полупроводниковой технологии позволило ется слабо [26–28]. Это связано с тем, что поглосоздать так называемые -легированные структуры [3], щение такого ИК излучения определяется эффектом которые Dhler предложил и теоретически изучил еще в Франца–Келдыша [29,30] в областях пространственного начале 70-х годов [4,5]. В процессе выращивания таких заряда p-n-переходов, где максимальная величина наструктур в монокристаллическом полупроводнике создапряженности электрического поля ограничена значениются -легированные области с концентрацией легируем порядка 105 В/см. В принципе за счет увеличения ющей примеси порядка 1020 см-3 и толщиной порядка концентрации легирующих примесей в p-n-переходах периода кристаллической решетки [6,7]. К настоящему можно создать и большие электрические поля, но времени -легированные p-n-переходы и многослойные при этом возрастет туннельный ток p-n-переходов, а сверхрешетки созданы на основе различных полупроводследовательно, резко уменьшится эффективное время ников, в том числе Si [7,8], GaAs [9,10–13] и InSb [14–17].

жизни неравновесных носителей в таких сверхрешетВ частности, на основе Si, GaAs и InSb были создаках и фоточувствительность ИК фотодетекторов на их ны пилообразные -легированные квантово-размерные основе.

сверхрешетки, в которых поглощение длинноволнового В данной работе рассматривается нового типа -легиизлучения определяется переходами между минизонами, рованная сверхрешетка на основе монокристаллических образующимися в пилообразном потенциальном рельеширокозонных полупроводников, которая обладает высофе таких структур [8,9,14]. Однако фотодетекторы на кой фоточувствительностью в области длинноволнового основе квантово-размерных структур обладают двумя ИК излучения и не имеет отмеченных выше недостатков, существенными недостатками — в них нормально па- присущих предложенным ранее различным квантовым и дающее излучение поглощается слабо [1,8,9,18,19], а классическим сверхрешеткам.

222 В.В. Осипов, А.Ю. Селяков, M. Foygel 2. Структура сверхрешетки Предлагаемая сверхрешетка образована попарно чередующимися -легированными слоями донорного и акцепторного типа, выращенными в монокристаллическом невырожденном полупроводнике. Для определенности будем считать, что между -легированными акцепторными слоями находится невырожденный полупроводник p-типа проводимости с концентрацией акцепторов Na, а в других ее областях — невырожденный полупроводник n-типа с концентрацией доноров Nd. Период L рассматриваемой сверхрешетки состоит из двух пар -легированных слоев акцепторного и донорного типа (рис. 1, a), а энергетическая диаграмма периода сверхрешетки имеет вид, изображенный на рис. 1, b.

Обсудим теперь требования к параметрам такой сверхрешетки и в первую очередь к поверхностным плотностям примесных атомов d и a в донорных и акцепторных -легированных слоях, а также к расстояниям la, ld и lad между этими слоями (рис. 1). Для простоты предположим, что a = d =, а величина lad Рис. 1. Структура -легированной сверхрешетки: a — профиль легирования; b — зонная диаграмма. Жирными стрелками на достаточно мала. Тогда все электроны с донорных атомов рис. b показаны непрямые в реальном пространстве межзон-легированных слоев перейдут на акцепторные атомы ные оптические переходы при поглощении фотона с энергией соседних -легированных слоев и все -легированные

слои донорного и акцепторного типа будут представлять собой последовательность разноименно заряженных плоскостей, поверхностная плотность встроенных зарядов которых равна +q и -q (q — заряд электродля Nd < 1016 см-3 и Na < 1018 см-3 благодаря малости на) соответственно. В результате между каждой парой толщин la и ld. (Оценки для la и ld приведены далее).

донорных и акцепторных -легированных слоев (разноВ рассматриваемой сверхрешетке поглощение излуименно заряженных плоскостей) возникает постоянное чения с энергией кванта < Eg обусловлено эфэлектрическое поле E = 4q/, где — диэлектрифектом Франца–Келдыша в областях сильного электрическая проницаемость полупроводника. При выполнении ческого поля. Подчеркнем, что электрическое поле в условия qElad = qVb < Eg (Eg — ширина запрещенслоях сверхрешетки толщиной lad (рис. 1) однородно, ной зоны полупроводника, а Vb — разность потенциаа его напряженность может более чем на порядок прелов между разноименно заряженными -легированными восходить максимальную напряженность поля невырослоями) в рассматриваемой сверхрешетке будут отсутжденного p-n-перехода и достигать огромных величин ствовать прямые туннельные переходы между зоной (E = 106 В/см при 1013 см-3 и = 15).

проводимости и валентной зоной. Пусть величина lad и концентрации Na и Nd удовлетворяют также условию 3. Особенности поглощения qElad = qVb = Fn - Fp < Eg, где Fn, Fp — уровни Ферми в полупроводниках n- и p-типа с концентрацией доноров ИК излучения в областях Nd и акцепторов Na соответственно. При выполнении сверхсильного электрического поля приведенных выше условий в слоях n- и p-типа проводимости будут отсутствовать области пространственного Общее выражение для коэффициента поглощения ИК заряда, а зонная диаграмма сверхрешетки будет иметь излучения E в полупроводниках с параболическим заковид, изображенный на рис. 1, b. Заметим, что последнее ном дисперсии в постоянном электрическом поле имеет справедливо при значительно более мягких требованиях вид [29–33] к Nd и Na, которые не должны быть слишком высоки ми. По существу эти требования сводятся к условиям E = R E Ai2 (x) dx, (1) ld LDn, la LDp, где LDn, LDp — длины экранирования Дебая для электронов и дырок в слоях n- и p-типа соответственно, поскольку в этом случае изменение 2 потенциала в областях n- и p-типа мало и его можно где R = (2 µ/ )3/2 (2 q2 Pcv)/(m2 c ), E = не учитывать. Отметим, что приведенные условия для (qE)2/3/(2µ )1/3, =(Eg - )/( E), — показатель рассматриваемой сверхрешетки из InSb выполняются преломления полупроводника, Ai (x) — функция Эйри, Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Межзонное поглощение длинноволнового излучения в -легированных сверхрешетках... Pcv — межзонный матричный элемент оператора импуль- Для того чтобы убедиться в этом, рассмотрим сверхса, c — скорость света в вакууме, m — масса электрона, сильные электрические поля, для которых условие mc — эффективная масса электрона, mv — эффективная E (q )-1(2µ)1/2(Eg - )3/2 (3) масса дырки, µ-1 = m-1 + m-1 — приведенная эффекc v тивная масса.

выполнено в тонких областях толщиной lad как для Подчеркнем, что выражение (1) получено для случая легких, так и для тяжелых дырок даже при Eg/2.

протяженного однородного полупроводника и справедли- В качестве примера приведем параметры сверхрешетки, во для относительно слабых электрических полей, при при которых неравенство (3) можно считать выполкоторых энергетические спектры электронов и дырок ненным для тяжелых дырок в InSb с Eg = 0.223 эВ, полупроводника изменяются слабо под воздействием что соответствует T = 77 K. Легко убедиться, что для поля. В сверхсильных электрических полях вероятность 5 · 1012 см-2 напряженность встроенного поля прямых туннельных переходов резко возрастает, в ре- E 5 · 105 В/см, величина < 0.5 для < 10 мкм, а условие qVb Eg выполняется при lad 40.

зультате чего электронные и дырочные состояния сильно ”перемешиваются” и поэтому выражение (1) для про- Условие (3) означает, что 1 и интеграл перекрытия тяженных полупроводников неприменимо. В интересую- огибающих волновых функций электронов и дырок в (1) практически одинаков как для легких, так и для тяжелых щем нас случае реализуется иная ситуация: из рис. 1, b дырок, и равен Ai2 (x)dx = 31/122(2/3)/42, где видно, что в отличие от случая протяженного однород(x) — гамма-функция. В этом случае из (1) и (2) ного полупроводника в рассматриваемой сверхрешетке получим прямые туннельные переходы невозможны и поэтому для нее выражение (1) может быть использовано для сколь = 31/122(2/3)R E( - Eg + qVb) 4qVb. (4) угодно сильных электрических полей в случае, когда толщины la и ld столь велики, что энергетический спектр С учетом согласно (1) E µ4/3 из (4) следует, электронов и дырок в соответствующих потенциальных что действительно коэффициент поглощения для тяжеямах можно считать квазинепрерывным (см. далее). Из лых дырок более чем в 2 раза больше коэффициента рис. 1, b также видно, что поглощение излучения с поглощения для легких дырок. Из (2) и (4) видно также, < Eg может происходить только в некоторой части что в отличие от случая слабых электрических полей слоя сильного поля сверхрешетки. Толщина этой поглов рассматриваемой сверхрешетке в областях сверхсильщающей области равна leff =( -Eg +qVb)/qE < lad.

ных электрических полей, для которых выполнено услоОтсюда следует, что коэффициент поглощения длинновие (3), величина близка к коэффициенту межзонного волнового излучения в слое сильного поля сверхрешетки поглощения и слабо зависит от энергии кванта вплоть равен до значения = Eg - qVb, при котором она обращается в нуль.

= Eleff/lad = E( - Eg + qVb)/qVb, (2) где E дается (1), а qVb = 4q2lad/.

В большинстве прямозонных полупроводников AIIIBV межзонные матричные элементы оператора импульса Pcv для оптических переходов из зоны легких и тяжелых дырок совпадают между собой [34], а эффективные массы легких и тяжелых дырок сильно различаются (mhh mlh). Поэтому для оптических переходов из зоны легких дырок µ = mc/2, а из зоны тяжелых дырок µ = mc. Известно, что в слабых электрических полях поглощение фотона с < Eg определяется туннелированием электронов и легких дырок, а соответствующий коэффициент поглощения экспоненциально мал по сравнению с коэффициентом межзонного поглощения [29,30,33]. В то же время в отсутствие электрического поля межзонное поглощение излучения определяется в основном переходами электронов из зоны тяжелых дырок, из-за большой плотности состояний Рис. 2. Спектральная зависимость коэффициента поглощения этой зоны [34]. По этой же причине в рассматриИК излучения в областях сверхсильного электрического поля ваемой сверхрешетке в областях сверхсильных элек-легированной сверхрешетки из InSb: слошные кривые — трических полей поглощение длинноволновых фотонов оптические переходы электронов из зоны тяжелых дырок, с < Eg определяется не легкими, а тяжелыми штриховые — из зоны легких дырок. 1 — = 5 · 1012 см-2, дырками.

lad = 33 ; 2 — = 1012 см-2, lad = 165.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 224 В.В. Осипов, А.Ю. Селяков, M. Foygel параметров сверхрешетки. Из рис. 3 видно также, что изменение толщины lad на 7, т. е. на величину порядка постоянной решетки InSb, приводит к смещению длинноволновой границы поглощения (величины co) от до 100 мкм. Вместе с тем при таком изменении толщины lad коэффициент поглощения ИК излучения в области длин волн <15 мкм практически не изменяется.

Как уже отмечалось, при выводе формулы (1) предполагался параболический закон дисперсии как для электронов, так и для дырок. Вместе с тем в полупроводниках типа InSb закон дисперсии для электронов и легких дырок существенно отличается от параболического. В частности, в полупроводниках с кейновским законом дисперсии эффективная масса электронов и легких дырок зависит от их энергии E и возрастает в 2 раза при E = Eg/2 [33]. Однако это обстоятельство не может изменить основные результаты, так как по предположению в сверхсильных электрических полях условие (3) Рис. 3. Спектральная зависимость коэффициента поглощения ИК излучения для оптических переходов электронов из зо- выполнено даже для тяжелых дырок, масса которых ны тяжелых дырок в -легированных сверхрешетках из InSb: mhh mlh, mc при E Eg.

сплошные кривые определяют коэффициент поглощения в областях сверхсильного электрического поля, т. е. величину, 4. Эффективный коэффициент вычисленную по формуле (2); штриховые кривые определяют усредненный по периоду сверхрешетки коэффициент поглоще- поглощения ИК излучения ния eff, вычисленный по формуле (7). 1: la = 84, ld = 467, в сверхрешетке lad = 40, co = 100 мкм; 2: la = 60, ld = 330, lad = 38, co = 50 мкм; 3: la = 42, ld = 233, lad = 33, Сформулируем теперь требования к толщинам квазиco = 25 мкм. = 5 · 1012 см-2.

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.