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

Рис. 8.19. Зависимость коэффициента Р для тока и интенсивности излучения (штриховая линия) от температуры для двух р—п-

переходов, легированных Si, иа двух экспоненциальных участках.

U„d

Рис. 8.20. Зависимость токаи интенсивности излучения (штрихо­ вые линии) от напряжения на потенциальном барьере для р—п

перехода, легированного Si, при различных температурах.

туннельного диода на германии. Вслед за этим были созда­ ны туннельные диоды из GaAs [201, 202] и из некоторых других полупроводников GaSb, InSb, Si и др.

экспоненте (рис. 8.24, 8.25), что вызвано наличием хво­ стов зон. При низких температурах около 4,2° К вблизи

Рис. 8.24. Зависимость прямого тока от напряжения для трех туннельных диодов с одинаковой емкостью 67т1п=Ю пф, получен­ ных вплавлением Sn на различные кристаллографические поверх­

ности GaAs.

нуля напряжений /—ТУ-характеристика имеет тонкую структуру, свидетельствующую об участии поляронов и оптических фононов в туннелировании [203].

больше среди полученных вплавлеиием олова на кристал­ лографическую поверхность А {111} или [100] и меньше при вплавлении на В {111} (рис. 8.24). Форма / — ^ - х а р а к ­ теристики и зависимость плотности тока от ширины барь­ ера близка к ожидаемой для туннельного эффекта с рас­ сеянием иа ионах примеси. По-видимому, в р—?г-перехо- дах части образцов при вплавлении возникают рассеива­ ющие центры, препятствующие прямому туннелированию.

/ И

и , о

Рис. 8.25. Зависимость тока от напряжения для туннельного диода из GaAs при различных температурах.

Эффективная глубина залегания уровня Ферми Ap^qUmax почти не зависит от температуры, как и должно быть в силь­ но легированном полупроводнике. Д„ ~ q{ue — V2Z7m a x j '

в диодах, отличающихся большой плотностью тока, довольно значительно уменьшается с ростом температуры, даже сильнее, чем предсказывает теория сильно легиро­ ванных полупроводников [195], согласно которой dAJdkTza—1. В диодах, отличающихся относительно ма­ лой плотностью тока, когда Д п <С 0,28 в при 77 К , d&nldkTta—l. Сильную зависимость Д п от температуры можно объяснить уходом части электронов из главного минимума в побочный при повышении температуры.

Уход части электронов из главного минимума приводит к соответствующему уменьшению туннельного тока. В ре­ зультате температурный коэффициент тока максимума оказывается зависящим от А„ (рис. 8.26). При малых Ап ток максимума растет с увеличением температуры, по­ скольку увеличивается вероятность туннельного эффекта,

и п т % б

Рпс. 8.26. Зависимость среднего температурного коэффициента тока максимума в интервале температур 77—293 °К от глубины за­

вероятности туннельного эффекта уменьшается коли­

до напряжений, близких к контактной разности потен­ циалов, имеет туннельный характер.

/—^-характеристикой, который дает так называемые горбы на /—(У-характеристике. Последний вызван туинелированием носителей па глубокие уровни с последу­ ющей рекомбинацией (туннельным эффектом зона—при­ месь). Рекомбинация в некоторых случаях оказывается излучательной (рис. 8.27) [218]. Специально вводимые примеси дают соответствующие горбы па /—[/-характе­ ристике, по которым можио определить энергию иоииза- . ции примеси. Облучение туннельного диода частицами

S.2] О Л Е К Т Р О Л Ю М И Н Е С Ц Е Н Т Н Ы Е С В О Й С Т В А 397

высоких энергий (быстрыми электронами, протонами, нейтронами и т. д.) приводит к появлению горбов, а также к общему увеличению тока. Этот добавочный ток, так же как и добавочный ток, обусловленный наличием «посторон­ них» примесей в слое объемного заряда, зависит от напря­

примесные атомы или дефекты, находящиеся в слое объем­ ного заряда [217].

В туннельных р—«-переходах из GaAs зарегистри­ ровано два типа туннельного эффекта зона—зона с отда­ чей энергии ^>qU. Во-первых, это туннельный эффект зона—зона с испусканием фотона, дающий в спектрах излучения перемещающуюся полосу (рис. 8.28). Во-вто­ рых, межзонная ударная рекомбинация в слое объемного заряда, ответственная за наличие межзонного излучения при малых напряжениях и низких температурах, когда

термическая надбарьерная иижекцпя крайне мала (рис.8.29, а). При этом межзонное излучение появляется при напряжении U=UJ2 (рис. 8.29, б), как должно быть при межзонной ударной рекомбинации, а не при более высоких

fio. зв

Рис. 8.28. Спектры электролюминесценции туннельного диода при различных токах.

напряжениях, как должно быть, если ударная рекомбина­ ция осуществляется через примесный уровень. Квантовый выход этого излучения, когда половина высокоэнергичных электронов возвращается в ?г-область, а половина рекомбинирует в р-области излучательно, должен быть равен 1У3. Квантовый выход в межзонной полосе, когда она об­ условлена ударной рекомбинацией, действительно дости­ гает 0,1—0,3 от квантового выхода излучения при боль­ ших токах, когда эта полоса уже становится обусловлен­ ной термической инжекцией.

Таким образом, ударпая межзонная рекомбинация дает основной вклад в ток. если отсутствуют глубокие уровни.

Реальный ток оказывается близким к расчетному, если коэффициент ударной рекомбинации Z = 0 , 0 1 . Однако во

Рис. 8.29. Зависимость тока и интенсивности излучения в переме­ щающейся полосе ф х и неперемещающейся Ф2 от напряжения (а) пунктир — расчет и зависимость квантового выхода излучения в неперемещающейся полосе от напряжения для трех образцов (б).

ные неосновные носители оказываются вырожденными, зависимость тока от напряжения на потенциальном

электронов дырками в р-область [219].