книги из ГПНТБ / Арсенид галлия. Получение, свойства и применение

с теоретическими, вычисленными по формуле Каллауэя (кривая 1) и по формуле, в которой принимаются во вни­ мание детали фононного спектра и отдельно учитываются вклады поперечных и иродольиых фоионов (кривая 2). Как видно из рис. 4.37, кривая 2 лучше согласуется с экс­ периментальными данными, чем кривая^!. Отсюда следует

/ г ь вею го w№ шо гоозоо

Г,'К

Рис. 4.37. Сравнение теоретических п экспериментальной кривых температурной зависимости теплопроводности [140].

К р п в ы е 1 и 2 т е о р е т и ч е с к и е (см. о б ъ я с н е н и е в тексте), э к с п е р и м е н т а л ь н ы е точки и з [141].

вывод о том, что в этом интервале температур необхо­ димо учитывать вклад от теплопроводности поперечных фононов.

Данные по теплопроводности решетки арсенида галлия до температуры 900 °К изображены на рис. 4.38. Вклад электронной составляющей для образцов 1—3 исключался из общей теплопроводности по обычпым формулам в пред­ положении, что электроны рассеиваются на полярных колебаниях решетки. В образце 4 вкладом электронов из-за их малой концентрации пренебрегалось.

Решеточная теплопроводность арсенида галлия изме­ няется по закопу Т~г'2Ъ. Эта зависимость более резкая, чем имеющаяся при трэхф >;:оипых процессах. По-види­ мому, здесь имеют .место процессы более высокого по­ рядка. Решеточная теплопроводность в образце 2 меньше, чем в образце 1, а в последнем меньше, чем в образце 4. Уменьшение решеточной теплопроводности, обусловлен­ ное увеличением концентрации свободных носителей тока,

.наблюдалось и в других материалах. Это уменьшение объясняется рассеянием фоионов свободными электронами.

Выше 600 0 К на кривой образца 4 проявляется вклад фотонной составляющей теплопроводности. Его вклад в общую теплопроводность значителен, когда решеточная теплопроводность мала и поглощение фотонов на свобод­ ных посителях отсутству­

ет. L увеличением кон­ центрации носителей тока вклад фотонной составляю­ щей уменьшается (обра­ зец 1) и, наконец, в силь­ но легированных образцах из-за сильного поглоще­ ния на свободных носите­ лях исчезает вообще.

В магнитиом поле 12,1'кэ теплопроводность в ле­ гированных марганцем об­ разцах арсенпда галлия уменьшается иа 20% [138].

Облучение кристаллов арсенпда галлия высокой чистоты электронным пуч­ ком также ведет к умень­ шению их теплопроводнос­ ти [139], причем измене­ ние теплового сопротивле­ ния пропорционально ин­

тенсивности излучения. Известно, что бомбардировка раз­ личными частицами создает в полупроводниках точечные дефекты, число которых пропорционально интенсивнос­ ти излучения. В свою очередь эти дефекты рассеивают фононы, вследствие чего уменьшается и общая тепло­ проводность.

4.5. Зависимость электрических свойств от давления

Под влиянием давления кристаллическая решетка деформируется, что, естественно, влечет за собой изменение зонной структуры. При этом может меняться как форма зон (эффективные массы), так и нх взаимное расположение

4.5] Э Л Е К Т Р И Ч Е С К И Й С В О Й С Т В А 215

нов в основном минимуме. Уменьшение подвижности с дав­

нами, будут находиться в верхней долине. Переходу носи­ телей из основной долины в долину «тяжелых» электронов соответствует резкий рост сопротивления в диапазоне давлений от 28 до 42 кбар. Выше 42 кбар зависимость насы­ щается, что, по-видимому, свидетельствует о том, что все электроны перешли в верхнюю долину. Аналитическое выражение, описывающее рассматриваемую зависимость в рамках двухдолииной модели, подробно обсуждается в [148].

Если предположить, что число электронов в зоне про­ водимости ие меняется с давлением, то подвижность элект­

с давлением может меняться расстояние между глубокими донорными уровнями и дном зоны проводимости, что в свою очередь повлечет за собой изменение концентрации свободных электронов. Наличие глубоких донорных уров­

уровней объясняется различие в результатах работ [148, 152] и [150, 153]. В [148, 152] отсутствие глубоких уровней специально контролировалось.

Следует заметить, что из зависимости сопротивления от давления может быть определено отношение плотностей

состояний в верхней и нижней долинах, еслп известна величина энергетического зазора между ними. Однако такого рода расчет ненадежен вследствие сильной зависи­ мости полз'чаемой величины от значения зазора прп нуле­ вом давленпп Ае0 . Так изменение Ае0 от 0,36 до 0,38 эв меняет значение отношения плотности состояний от 119 до 227 [148].

Изменение зазора между долинами с давлением приво­ дит и к существенному влпянпю давления на эффект Ганна. Поскольку этот эффект , возпикает вследствие разогрева электронов электрическим полем и их после­ дующего перехода в верхние долины, очевидно, что с изме­

На более чистом эпитакспальном арсениде галлия [152] наблюдалось прекрасное согласие экспериментальной кри­ вой с теоретическим расчетом [156] во всем диапазоне дав­ лений вплоть до исчезновения гаиновских колебаний при 27 кбар.

Зависимость нормализованного порогового поля от одноосного давления, приложенного вдоль трех различ­ ных кристаллографических осей, приведена на рис. 4.42.

Из рисунка видно, что наибольшее влияние на величину порогового поля оказывает давление, прикладываемое

Давление, кбар

венно свидетельствует о том, что эффект Ганна возникает вследствие перехода электронов именно в (100) долины зоны проводимости [155].

4.6. Влияние сильного электрического поля

на эффекты переноса •

Существуют две группы явлений, при анализе которых принято употреблять термин «сильное поле».

К первой группе относятся явления, возникающие благодаря тому, что электрическое поле заметно сказы­ вается на^фуикции распределения носителей. Поле назы­ вается в этом случае сильным, когда отклонение функции распределения от равновесной достаточно для заметного изменения подвижности или концентрации носителей. Плот­ ность тока в образце при этом перестает быть прямо про­ порциональной напряженности поля. Принято различать область «теплых» носителей, когда средняя энергия носи­ телей в присутствии поля лишь незначительно отличается от равновесной (если оказывается возможным ввести поня­

«горячих носителей» и область пробоя, когда сообщенная носителю полем энергия оказывается достаточной для того, чтобы ионизовать атом примеси (примесный пробой) или перевести электрон из валентной зоны в зону прово­ димости (зона—зонный пробой) [157, 158].

Ко второй группе отпосятся эффекты электроакусти­ ческого взаимодействия [159]. Эти эффекты обязаны своим возникновением пьезоэлектрическим свойствам арсенида галлия и становятся существенными, когда средняя дрейфовая скорость, приобретаемая носителями под дей­ ствием электрического поля, становится приблизительно

от напряженности электрического поля для диапазона

сителю, может оказаться достаточной для того,чтобы преодо­ леть отталкивающее действие кулоновских сил со стороны атома примеси. В этом случае происходит захват носителя, и при дальнейшем увеличении напряженности поля эффек-

4.G] В Л И Я Н И Е С И Л Ь Н О Г О Э Л Е К Т Р И Ч Е С К О Г О П О Л Я 219

тггвпое число свободных носителей будет убывать с ростом ноля. Если сечение захвата достаточно быстро растет с полем, возможно возникновение отрицательной диффе­

поля. На возможность возникновения такой проводимости вследствие захвата па заряжеипый примесный; центр впервые указал Ридлн [160]. Можно показать [161, 162], что весьма общим следствием наличия в полупроводнике отрицательной дифференциальной проводимости является так называемая «доменизация». При Е > ЕКХ) в образце образуется движущаяся область сильного поля—«домен», с образованием которого связано падение тока, проте­ кающего через образец. Зародившись (в случае электрон­ ного полупроводника обычно у катода), домен сильного поля движется вдоль образца и исчезает, достигнув анода. При исчезновении домена ток вновь возрастает до перво­ начальной величины, после чего образуется новый домен, п процесс периодически повторяется. Более подробно процесс возникновения отрицательной дифференциальной ироводимости и явления, сопутствующие образованию неустойчивости и доменпзацпи для случая захвата носи­ телей, рассмотрены в работах [160—166].

В n-GaAs периодические колебания тока, связанные с образованием домена сильного поля за счет вызванной захватом на ловушки отрицательной дифференциальной проводимости, изучались в работах [167—175].

Исследовалось влияние температуры, освещенности, характера легирования н ориентации образцов на пара­ метры генерации и поведение домена. Отрицательная дифференциальная проводимость и возникновение дви­ жущихся доменов сильного поля за счет захвата носите­

критического поля возникновения неустойчивости зави­ сит от концентрации носителей, характера легирования, температуры и освещенности образцов и изменяется в пре­ делах от нескольких десятков до нескольких тысяч вольт на сантиметр (90 в/см [167], 3100 в/см [172]). Исследова­ ния формы и скорости движения домена сильного поля