6.4 Нанодиоды

Резонансный туннельный диод

Резонансный туннельный диод — это самой первый реальный наноэлемент с квантовой ямой и барьерами. Он был создан в 1974 г. Л.Эсаки и А.Чангом. Идея прибора была предложена раньше — в 1963 г. Л.Иогансеном.

Конструктивно прибор состоит из двух потенциальных барьеров, выполненных на гетеропереходах GaAs/Al_XGa_1-XAs и разделенных областью из GaAs с малой потенциальной энергией согласно энергетической схеме, в соответствии с рисунком 6.18 (а).

Область между барьерами – это потенциальная яма, в которой есть один или несколько дискретных уровней. Характерная ширина барьеров и расстояние между ними составляют несколько нанометров. Области слева и справа от двойного барьера играют роль резервуаров электронов проводимости, к которым примыкают контакты. Электроны занимают здесь довольно узкий энергетический интервал. В приборе используется следующая особенность двойного барьера: его туннельная прозрачность имеет ярко выраженный резонансный характер.

Рисунок 6.18 – Схема работы и ВАХ резонансного туннельного диода

Поясним природу этого эффекта. Для этого предположим, что прозрачность каждого барьера мала. Это, однако, не означает, что одновременно будет мала и вероятность туннелирования через двойной барьер. Оказывается, что в том случае, когда энергия электронов, налетающих на барьеры, равна энергии дискретного уровня, туннельная прозрачность резко возрастает. Механизм резонансного туннелирования заключается в следующем. Электрон, проникший в область между барьерами, надолго задерживается там. В результате многократного отражения от левого и правого барьеров существенно возрастает вероятность его туннелирования. Одновременно из-за интерференции волн во внутренней области гасится волна, отражающаяся от двойного барьера. Следовательно, волна, упавшая слева, полностью проходит направо.

Принцип работы резонансного диода заключается в следующем. Ток, протекающий через двойной барьер, зависит от величины приложенного напряжения. Заметим, что потенциал в этом приборе падает главным образом в области двойного барьера, так как области слева и справа от него обладают высокой проводимостью. Если приложенное напряжение мало и энергия электронов, налетающих на барьер слева, меньше энергии дискретного уровня, то прозрачность барьера и, следовательно, протекающий ток будут малы. Ток достигает максимального значения при таких напряжениях, когда энергия электронов равна энергии дискретного уровня в соответствии с рисунок 6.18 (б). При более высоких напряжениях энергия налетающих электронов станет больше энергии дискретного уровня, и туннельная прозрачность барьера уменьшится в соответствии с рисунком 6.18 (в). При этом ток также уменьшится.

Вольтамперная характеристика резонансного туннельного диода в соответствии с рисунок 6.18 (г) имеет максимум (если в области между барьерами не один, а несколько дискретных уровней, то и максимумов будет несколько). Справа от максимума ВАХ I(U) имеет падающий участок, где ток убывает с ростом напряжения. Можно еще сказать, что на вольтамперной характеристике имеется участок отрицательного дифференциального сопротивления. Благодаря этому в электронных схемах резонансный диод может использоваться не только как выпрямитель, но и выполнять самые разнообразные функции. Если к центральной области резонансного диода подвести контакт, через который можно управлять положением дискретного уровня, получится новый прибор – транзистор. Из таких транзисторов, по-видимому, и будут строиться интегральные схемы новых поколений.

Лавинные фотодиоды

Лавинные фотодиоды представляют собой фоточувствительные приборы с внутренним усилением, позволяющие получить высокую чувствительность. Они широко используются в качестве быстродействующих фотоприемников в волоконно-оптических линиях связи (ВОЛС).

Основным их недостатком является то, что с лавинным умножением связан дополнительный шум, ограничива­ющий возможность детектирования слабых сигналов. Уже давно установлено, что для получения низкого уровня шума при большом внутреннем усилении необходимо, чтобы коэффициенты ударной ионизации электронов _И и дырок _И резко различались между собой.

К сожалению, в большинстве соединений A^IIIB^V _И/_И 1, что приводит к возрастанию шума при умножении. Поэтому большое практическое значение имеют методы, позволяющие в указанных материалах увеличить отношение _И к _И.

Одним из способов сделать это является использование структур типа сверхрешеток, в которых существует явление ударной ионизации на разрыве энергетических зон. Рассмотрим зонную диаграмму сверхрешеточной структуры в сильном электрическом поле обратно – смещенного p-i-n-диода, имеющую вид в соответствии с рисунком 6.19.

Рисунок 6.19 – Зонная диаграмма лавинного фотодиода на сверхрешетке

Пусть горячий электрон ускоряется в барьерном слое широкозонного полупроводника. Влетая в узкозонный слой, он резко увеличивает энергию на величину разрыва зоны проводимости E_С. Это эквивалентно тому, что он «видит» энергию ионизации уменьшенной на E_С по сравнению с пороговой энер­гией в массивном узкозонном полупроводнике. Поскольку коэффициент ударной ионизации _И с уменьшением пороговой энергии экспоненциально растет, то следует ожидать резкого увеличения эффективного значения _И. В следующем барьерном слое пороговая энергия увеличивается на E_С, уменьшая тем самым  в этом слое. Но поскольку ₁₂ (индексы 1 и 2 относятся соответственно к широкозонному и узкозонному материалам), то экспоненциальный рост ₂ приводит к тому, что и среднее значение значительно увеличивается.

Если (как это, в частности, имеет место в системе GaAs/Al_XGa_1-XAs) разрывы в валентной зоне E_V значительно меньше разрывов в зоне проводимости, то подобный эффект для дырочного коэффициента _И будет значительно меньше. Окончательным результатом будет сильное увеличение отношения _И/_И, что в конечном счете и требовалось.