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

что при относительно малых прямых токах и низких тем­

чем дают классические теории Шоклп и Шокли—Нойса— Саа и зависит' от напряжения, сильнее, чем требуют эти теории.

Впервые независимость е от температуры была обна­ ружена в избыточном токе туннельных диодов [161, 162].

р—«-переходы этой группы являются весьма эффек­ тивными преобразователями электрического тока в свет.

электролюминесценции дало много полезной информацпп

В спектрах излучения наблюдается полоса с энергией фотонов в максимуме hv =1,508 эв (77° К), hv =1,423 эв (298° К), очень близкой к ширине запрещенной зоны, объясняющаяся рекомбинацией свободного электрона и дыркн [188, 189]. Полоса эта излучается в 7г-области и ее удобно наблюдать в гетеропереходах 7i-GaAs — p-GaP 1190].

= 1,48 эв при 77° К и /tv=l,36 эв при 295° К (рис. 8.15), объясняющаяся рекомбинацией свободных электронов или электронов, находящихся на мелких донорных уровнях, с дырками, захваченными мелкими акцепторами. Эта полоса преимущественно излучается в р-области, по за­ метна также и в ?г-областп, если гг-область содержит мел­ кие акцепторы Zn, Cd, Be и др. Именно эта полоса

hv.oO

Рггс. 8.15. Т п п п ч п ы й спектр злектролюмппссиенппп GaAs п р п 295° К .

используется в полупроводниковых источниках некогерент­ ного света и в лазерах. Наиболее эффективными полупро­ водниковыми лампами в настоящее время являются CaAs р—«-структуры, легированные только амфотерной при­ месью кремнием.

В относительно несовершенных образцах наблюдаются

Легирование кристалла примесями, создающими глу­ бокие уровни Мн, Fe, Си, Сг и др., приводит к появлению соответствующих длинноволновых полос излучения.

полоса. Энергия фотонов в ее максимуме зависит от напря­ жения на потенциальном барьере, hv qU. Эта полоса при увеличении напряжения часто переходит в квазимежзоиную. Однако при низкой температуре удается наблю­ дать обе полосы раздельно. В сильно легированных р—«-переходах, используемых для изготовления туннель­ ных диодов, обе полосы паблюдаются раздельно и при комнатной температуре.

Две основные гипотезы были выдвинуты для объясне­ ния перемещения полос. Во-первых, межзонный или квазимежзонный туннельный эффект в р—/г-переходе с испу­ сканием фотона 1167]. Во-вторых, заполнение хвостов зон неосновными носителями до квазиуровня Ферми и после­ дующая рекомбинация их с основными носителями [168, 169, 1711. Хвосты зон — это разрешенные состояния в запрещенной зоне, плотность которых забывает в глубь запрещенной • эоны. Хвосты зоп, как следует из теории [179—1851, возникают при сильном легировании полупро­ водника. В работах [166, 170] приводится феноменологи­ ческий расчет тока, обусловленного межзонным туннель­ ным эффектом с излучением фотона. Как следует пз расче­ та, главный вклад в ток должна давать рекомбинация электронов и дырок, тунпелирующих в слой объемного заряда. Только при больших напряжениях некоторый вклад дает рекомбинация носителей, туннелпрующих сквозь барьер в толщу п- и р-области. Зависимость тока от напряжения имеет вид

где е не зависит от температуры, а для данного полупро­ водника зависят в основном от ширины потенциального барьера.

В работах [22, 24] приводится расчет тока, вызван­ ного заполнением хвостов зон. Ток зависит экспоненци­ ально от напряжения только тогда, когда плотность со­ стоянии убывает в глубь запрещенной зоны экспоненци­ ально, тогда как, согласно теории, плотность состояний в хвостах должна убывать по кривой функции ошибок как

е0 — характеристическая энергия. Одпако надо отметить, что хвосты зон еще изучены теоретически и эксперименталь­ но недостаточно и возможны другие зависимости плотно­ сти состояний в хвостах от энергии.

Для межзоттого туннельного эффекта с излучением фотона проделан строгий теоретический расчет [178], дающий такой же характер зависимости тока от напряже­ ния, как п феноменологический расчет.

Одновременное наличие двух полос и их поремещеппе указывают, что осуществляются оба мохатшзма. Переме­ щение квазнмежзоняой полосы в этом случае вызвано заполнением хвостов зон. Поремещеппе длппповолновой полосы вызвано туннельным эффектом с излученном фо­ тона. Когда же наблюдается только одпа полоса и она перемещается, трудно выбрать прпчнпу перемещения. Если перемещение вызвано туннельным эффектом с излу­ чением фотона, то излучение оказывается поляризован­ ным [193], так как исходит из слоя объемного заряда, где имеется спльпое электрическое поле [194], а интенсив­

в области рекомбинации одновременно присутствуют и доноры и акцепторы [193]. Это указывает на то, что ак­ цепторы практически не дают хвостов около зоны прово­ димости, а доноры — около валентной зоны, как и следует

комбинация электронов и дырок, туппелпрующих в слой объемпого заряда [215, 216].

Этот механизм был привлечен для объяснения умепьшепия общего квантового выхода излучения при пониже­

интенсивность которого па много порядков превышает ожидаемую для ппжекциоппого тока [1661. Схема меж­ зонной ударной рекомбинации в слое объемного заряда показана на рис. 8.16.

Электроны и дырки за счет туннельного эффекта при­ сутствуют в слое объемного заряда, создавая электроннодырочное облако. Плотность электронного и дырочного облака можно описать квадратом функции Эйри, если считать электрическое поле однородным:

сит от времени, вероятность пребывания каждого отдель­ ного электрона в слое объем­ ного заряда колеблется с соб­

ственной частотой колебаний

электрона

где б п — энергия электрона. Эта частота представляет со­

бой частоту актов взаимо­ действия каждого электрона с электронно-дырочным об­

лаком. В результате взаи­

модействия электрон может передать другому электрону энергию r^qU и занять место

импульса электронов дырка должна иметь довольно

ронов, способных участвовать в ударной рекомбинации, обозначим буквой к п .

Наибольшая скорость рекомбинации будет в середпне барьера, где плотности электронного и дырочного облака равны и соответственно примерно равны плотности нового и старого состояний. Здесь для /«„-электронов равноверо­

х0 — координата, где скорость ударной рекомбинации максимальна; L — эффективная ширина области рекомби­ нации (сумма расстояний, на которых скорость рекомби­ нации в сторону га- и р-области от точки х0 спадает в е раз):

Д л я межзонной ударной рекомбинации, в которой уча­ ствуют две дырки и электрон, формула для тока аналогич­ на, только коэффициент kv имеет другую величину, повидимому меньшую, чем к п , и другую частоту взаимодей-

ствия. Обозначим vn fcn 4-vp 7 «p=v/c. Тогда плотность сум­ марного тока, обусловленного ударной рекомбинацией, равна:

барьера при (7=0. Тогда плотность суммарного тока в ин­ тересующем нас интервале No и w

о

1000 А, оказывается близким к расчетному для ударной межзонной рекомбинации в слое объемного заряда. На рис. 8.17 показаны расчетные величины этого тока д л я р—га-переходов, исследованных Думиным и Пирсоном

[80].Превышение расчетного тока над экспериментальным

вслучае образца 2, по-видимому, связано с неточностью-

ойределения площади р—/г-перехода, а следовательно, и ширины слоя объемного заряда. Это лишний раз указы­ вает на трудности исследования туннельных р—га-пере-- ходов, так как в них очень сильно сказываются йеодно^ 5*

388 Э Л Е К Т Р О Н Н О - Д Ы Р О Ч Н Ы Е П Е Р Е Х О Д Ы [ГЛ . 8

родности ширины слоя объемного заряда. Одним из дока­

10°

ЯГ*

Щ'6

и теоретические (штриховые) для туннельного эффекта с отдачей энергии электрону для р—n-переходов в GaAs при 4,2 °К,-

ток Шокли. Часть электронов высокой энергии, возбуж­ денных ударной рекомбинацией, может при напряжениях, превышающих половину контактной разности потенци­

и межзонньгй излучательный туннельный эффект действу­ ют параллельно. Поскольку второй зависит от напряже­ ния резче первого, то, согласно, формуле (8.15а), кванто­ вый выход, излучения при малых токах должен быть примерно.'пропорционален току, как и наблюдается на опыте. - •

узким потенциальным барьером проявляются две разно­ видности межзонного или квазимежзонного туннельного эффекта с отдачей энергии c^qU: туннелирование с излу­ чением фотопа и туннелирование с отдачей энергии вто­ рому электрону или дырке. Последний является безызлучательным. Не исключено, что последний в р—re-перехо­ дах GaAs всегда преобладает над первым. Наличие дополни­

При обратных напряжениях до пробоя туннелирование играет главную роль в протекании тока. Обратный ток часто оказывается близок к ожидаемому для прямого туннелирования зопа—зона [80], а в некоторых образцах, отличающихся повышенной плотностью обратного тока, погвидимому, происходит туннелирование через глубокие уровни.

Именно диффузионный ток может быть наиболее полно преобразован в свет. Поэтому для полупроводниковых ламп используются р—«-структуры с относительно широ­ ким потенциальным барьером, чтобы исключить туннели­ рование. Рекомбинация через глубокие уровни неконтро­ лируемых примесей и дефектов сказывается только при малых токах. При больших токах эти уровни насы­ щаются [211].

К а к статические, так и релаксационные характери­ стики полупроводниковых ламп не описываются в пол­ ной мере теорией Шокли или Шокли—Нойса—Саа даже при инжекционном механизме переноса носителей через потенциальный барьер. Коэффициент В при экспоненци­ альной зависимости плотности тока от напряжения на барьере типа

/~ехр(?/7/В/сГ)

отличается от 1 или 2, а время релаксации импульсов света зависит от напряжения (рис. 8.18). Наблюдающиеся на опыте значения В около 1,5 и 0,6 (рис. 8.19) не удается объяснить в рамках этих теорий. Однако при наличии ударной рекомбинации, осуществляющейся через примес­ ные уровни, такие значения |3 возможны.

жекции.

Ростом концентрации свободных дырок и соответствуюгцим ускорениям ударной рекомбинации при повышении температуры объясняется в работах [204, 213] уменьше­ ние квантового выхода излучения при повышении темпе­

GaAs весьма значителен даже среди образцов, изготов­ ленных одинаковым образом из одного кристалла. В ос­ нове этого разброса, по-видимому, лежит преимуществен­ ное проявление тех или иных конкурирующих рекомбина­ ционных процессов в зависимости от местных условий в кристалле. Количественные величины коэффициентов рекомбинации в арсениде галлия пока не определены.

8.2.3. Туннельные р— «-переходы. Отличительной осо­ бенностью этих р—га-переходов является то, что их вольтамперная характеристика имеет iV-образную форму. Возможность туннельного эффекта в р—га-переходах была