Файл: Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ.pdf

«зона — зона») электроны могут туннелировать из зоны проводи­ мости на примесную зону в переходе. После каскадных переходов с одного примесного состояния на другое, более низкоэнергети­ ческое состояние, электрон может в конце концов туннелировать в ва­

лентную зону p-области. Электрон может также совершать «вертикаль-

Ф и г. 8.12. Туннелирование на глубокую примесную вону с испусканием фотона.

ные» переходы с примесных состоянии в валентную зону. Как показано на фиг. 8.12, при прямом смещении V, таком, что примесная зона и зона проводимости не перекрываются, воз-

Ф и г. 8.13. Зависимости интегральной интенсивности света L п прямого тока I прп 77 К от напряжения У, приложенного к туннельному диоду

из GaAs [14].

можны одновременно два процесса: вышерассмотренное туннели­ рование «зона — зона» с излучением фотона и туннелирование на примесный уровень также с излучением фотона. Последний процесс приводит к выпуклостям на вольт-амперной характери­ стике; такая же структура появляется на кривой зависимости

198 Глава 8. Процессы в р — п-переходах

интенсивности излучения от смещения (фиг. 8.13). Если энергия глубокого уровня но отношению к краю валентной зоны равна Ет то спектр излучения должен простираться в области энергий от (qV - Ет — £п — Ѣр) ДО Однако столь же возможно реальное

Фи г. 8.14. Изменения в характеристиках кремниевых туннельных диодов, вызванные бомбардировкой электронами с энергией 800 кэВ [15].

Крішая 0 относится к переходу до бомбардировки, кривые 1—21 — различные стадии облучения.

движение носителей через глубокие центры с участием безызлу­ чательных переходов. Это кажется особенно вероятным для глу­ боких центров, созданных быстрыми частицами [15].

В этом случае «избыточный ток» увеличивается с возрастанием дозы облучения (фиг. 8.14), но излучение не наблюдается. Глубо­ кие центры, вводимые радиационными дефектами, обычно являют­ ся центрами эффективной безызлучательной рекомбинации.

5.Туннелирование донор — акцептор при участии фотона

Вгл. 6 мы видели, что во многих полупроводниках (например, в GaAs и в GaP) при низких температурах доминпруют излучатель­ ные переходы с доноров на акцепторы. Действительно, контроль­ ные эксперименты с р — н-переходами в GaAs показывают, что излучательная рекомбинация более эффективна в тех переходах, где преднамеренно увеличено перекрытие между донорами и акцеп­ торами [16]. В GaAs общая энергия связи примесей Е п + Е А меняется от 30 до 50 мэВ в зависимости от уровня легирования. Следователь­ но, как показано на фиг.

■8.15, при приложении к р — ?г-переходу напряже­ ния V максимум полосы

Ф и г. 8.15. Энергетическая диаграмма для р — ?і-перехода,

которая иллюстрирует два воз­ можных механизма переходов.

излучения, соответствующей донорно-акцепторным переходам, должен находиться при 0 К (и других низких температурах) при энергии фотонов

взаимодействием, которое допускает для близких пар излучение более высокоэиергетических фотонов, и 2) переходами внут­ ри обедненного слоя в р — и-переходе, при которых возможна эмиссия фотонов с высокой энергией, вплоть до энергий, равных qV. Излучательная рекомбинация происходит главным образом на р-стороне р — и-перехода; максимальная вероятность при туннелировании с доноров имеет место для электронов, находя­ щихся вблизи квазиуровня Ферми Е% (где поле наиболее силь­

ное, а барьер самый низкий); наибольшая плотность конечных акцепторных состояний находится на Ел выше края валентной зоны. Отсюда максимум полосы излучения должен быть при энергии

Экспериментальные исследования при низких температурах, как правило, подтверждают это соотношение. Заметим, что обыч­

но измеряется приложенное к диоду напряжение Уа, а не напря­ жение на переходе У. Разница между Уа и У равна внутреннему падению напряжения Іг:

Подстановка (8.25) в выражение (8.23) дает

Установлено, что А равно 30 ± 5 мэБ в диапазоне концентраций акцепторов от 2 ,5 -ІО18 до 3 -ІО19 см-3 [17]. Следовательно, построе-

Ф и г. 8.16. Зависимость величины (qVa — hvt — 30 мэВ) от тока через

переход при туннелировании с излучением фотона [17].

ние (дУа — hvx — Д) как функции тока через диод должно давать линейную зависимость, наклон которой равен внутреннему сопро­ тивлению.

Такая зависимость изображена на фиг. 8.16. Довольно высо­ кое внутреннее сопротивление (г = 1 Ом), демонстрируемое фиг. 8.16, находится в согласии с прямыми измерениями внут­ реннего сопротивления этого диода.

Когда температура увеличивается, электроны заселяют уров­ ни выше квазиуровня Ферми ЕРп. Вероятность туннелирования

для электронов, находящихся в этих высокоэнергетических сос­ тояниях, выше, чем для электронов вблизи ЕРп, так как по отно­

шению к этим уровням высота барьера меньше. Следовательно, при том же смещении повышение температуры сдвигает максимум излучения к более высоким энергиям, уменьшая А в выраже­

хвосту больцмановского распределения, должно быть отброшено, поскольку, как видно из фиг. 8.18, полоса 1гѵ 2 наблюдается даже

В заключение мы должны остановиться на зависимости про­ цесса туннелирования при участии фотона от градиента примеси.

лирования, которая увеличивается с возрастанием поля в пере­ ходе. Как мы видели в п. 3 § 1 гл. 8, поле в переходе увеличи­ вается с возрастанием градиента примеси. Градиент примеси мож­ но определить по измерениям зависимости емкости от смещения.

Фиг. 8.20 демонстрирует корреляцию между Е 0 и градиентом примеси.

Хотя теоретическое рассмотрение туннелирования при участии фотона было довольно успешным при гипотезе об однородном поле перехода [20, 21], превосходное согласие между теорией и экспе­ риментом получилось, когда потенциал в области обеднения счи-