Санкт-Петербургский Государственный Политехнический

Университет

Радиофизический факультет

Кафедра физики полупроводников и наноэлектроники

__________________________________________________________

_

Работа допущена к защите

Зав. кафедрой, проф.

______________В.И.Ильин

«___»__________2005 год

ВЫПУСКНАЯ РАБОТА БАКАЛАВРА

Тема: ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ И

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР С МЕЛКИМИ ПРИМЕСЯМИ

Направление: 140400 – Техническая физика

14040062 – Бакалавр техники и

технологии

Выполнил: студент группы 4096/2

Д. В. Цой

Руководитель: доцент, к. ф.-м. н. В.

А. Шалыгин

Санкт-Петербург

2

2005 год

3

Содержание

1.Введение

2.Полупроводники с мелкими примесными уровнями

2.1 . Примесный пробой в полупроводниках

2.2.Примесное поглощение света и примесная фотопроводимость

2.3. Инверсия населенности в одноосно сжатомгермании

3.Идея эксперимента, цели и задачи

4.Методика измерений

5.Результаты и их обсуждение

6.Заключение

7.Список литературы

Стр

3

5

6

11

15

19

23

24

32

34

4

1. Введение

Особый интерес для современной науки и техники

представляет излучение терагерцового диапазона (длины

волн 30 ÷ 300 мкм), который занимает промежуточное

положение между радиочастотным и оптическим диапазонами

спектра. Известно, что данная область спектра включает

в себя энергию колебаний биологических молекул. К тому

же ввиду способности неионизирующего терагерцового

излучения свободно проникать сквозь одежду, бумагу,

дерево, строительные конструкции, пластику, керамику,

туман и облака, имеется возможность осуществлять

неразрушающее исследование различного рода объектов. С

его помощью можно, например, инспектировать содержимое

грузовых контейнеров, находить спрятанное оружие,

биологические и химически активные вещества,

содержащиеся в запечатанных конвертах, осуществлять

диагностику полупроводников, а так же расширить

диапазон электромагнитного излучения, применяемого для

беспроводной связи. Измерение поглощения лазерного

излучения этого диапазона может быть основой

высокочувствительных методов спектроскопии для анализа

газовых смесей и экологического мониторинга, контроля

за утечкой из магистральных газопроводов, поиска

полезных ископаемых и др.

5

В японском институте физико-химических исследований

RIKEN была продемонстрирована система, позволяющая

выявить наличие запрещенных препаратов в запечатанном

конверте без его вскрытия [1]. Анализируя спектр

поглощения исследуемого образца и сравнивая его с

имеющейся библиотекой спектров, характерных для

различных веществ, можно определить содержимое

конверта.

Использование терагерцового излучения позволяет так

же изучать процессы в живых клетках, диагностировать

состояние внутренних органов человека и животных. В

нескольких медицинских центрах уже исследуются

возможности использования терагерцового диапазона для

диагностики рака кожи [2].

На сегодняшний день одним из источников излучения

рассматриваемого частотного диапазона является лазер на

свободных электронах (free electron laser), в котором

генерация когерентного электромагнитного излучения

происходит за счет стимулированного излучения

релятивистских свободных электронов при воздействии на

электронный пучок пространственно-периодических

магнитного или электрического полей, либо интенсивной

электромагнитной волны. Однако конструкция лазера на

свободных электронах является чрезвычайно

6

дорогостоящей, и в настоящее время лишь в нескольких

странах имеются единичные экземпляры такой техники.

Лазеры на основе полупроводниковых структур широко

используются в качестве источников излучения в видимом и

ближнем инфракрасном диапазонах. В последнее десятилетие

появились так же лазеры на полупроводниковых

структурах, излучающие в среднем инфракрасном диапазоне.

Однако увеличение длины волны традиционных

полупроводниковых гетеролазеров, основанных на

межзонных переходах электронов, затруднено из-за

усиления безызлучательной оже-рекомбинации с

уменьшением ширины запрещенной зоны.

В связи с этим зарубежными научными коллективами

были разработаны методы создания межподзонной инверсной

населенности в полупроводниковых гетероструктурах с

туннельно-связанными квантовыми ямами и созданы лазеры

с длиной волны излучения в диапазоне 5 ÷ 20 мкм – это

так называемый квантово-каскадный лазер [3], а так же

«фонтанный» лазер с длиной волны излучения 15 мкм [4].

Оба устройства являются достаточно дорогостоящими по

производству и обслуживанию, поэтому их повсеместное

применение сильно затруднено.

Недавно созданный квантово-каскадный лазер

терагерцового диапазона [5] так же характеризуется

сложной технологией и высокой стоимостью.

7

В настоящее время исследуются другие возможные

способы построения подобных устройств – это

использование полупроводников с мелкими примесями, а

также квантово-размерных структур с квантовыми

молекулами. В последних генерация излучения достигается

при переходе электронов с одного расщепленного

энергетического уровня на другой. Характерные

энергетические зазоры в данных структурах соответствуют

интересующему нас частотному диапазону, и поэтому

исследования в данном направлении достаточно интересны

и перспективны.

Перед нами была поставлена задача осуществить первые

шаги по разработке аналогичного источника терагерцового

излучения, но который обладал бы рядом преимуществ

перед описанными выше устройствами и, соответственно,

мог бы оказаться полезным для дальнейшего применения в

науке и технике. По аналогии с описываемыми ниже

лазерами ТГц диапазона на одноосно сжатых кристаллах

германия с мелкими примесями предполагается разработать

новый лазер на основе пленки GaAsN, легированной

бериллием.

Прежде чем перейти к описанию выполненных нами

экспериментов, проведем краткий обзор литературы по

полупроводникам с мелкими примесями.

8

2. Полупроводники с мелкими примесными уровнями

Как уже было сказано, одной из возможных альтернатив

создания источника терагерцового диапазона является

использование полупроводниковых структур с мелкими

примесными уровнями, глубина залегания которых

составляет 4 ÷ 40 мэВ.

С точки зрения поставленной перед нами задачи

интерес представляет экспериментальное исследование

явлений эмиссии и поглощения терагерцового излучения в

полупроводниковых структурах при переходах уровень –

зона и межуровневых переходах дырок в акцепторах.

Начнем с рассмотрения явлений примесного пробоя и

примесной фотопроводимости.

2.1. Примесный пробой в полупроводниках

Рассмотрим энергетическую диаграмму полупроводника

(зона проводимости):

9

Рис. 1. Энергетическая диаграмма полупроводника с мелким

донором.

Примесные уровни располагаются в запрещенной зоне и

являются источником дополнительных носителей.

Так, например, глубина залегания донорной примеси

(энергия ионизации) в германии составляет величину ~ 10

÷ 20 мэВ (cм. Табл. 1 из [6]). Следовательно, при

комнатной температуре (кТ ~ 26 мэВ) все примеси являются

ионизованными (термическая ионизация, или термический

пробой примеси). Элемент P As Sb BiЭнергия ионизации, мэВ 12.7 14.0 10.2 12.7

Таблица 1. Энергия ионизации атомов элементов V

группы

в основном состоянии в германии.

Если же температура становится сравнимой с

температурой жидкого гелия (4.2 К), то большая часть

электронов осаждается на примесных уровнях, и при этом

можно наблюдать ударную ионизацию примеси электрическим

полем. Ударная ионизация может происходить при полях в

несколько вольт на сантиметр и длится до тех пор, пока

вся примесь не окажется ионизованной. Лавинообразное

нарастание электрического тока при этом называют

примесным пробоем.

1

Разогрев электронного газа электрическим полем

приводит к добавлению к термодинамически равновесной

функции распределения малого слагаемого, связанного с

дрейфом, и увеличению вероятности переходов электронов

между уровнями, в частности, с донорного уровня в зону

проводимости:

Здесь - энергия носителей, - энергия Ферми, -

постоянная Больцмана и - температура кристаллической

решетки.

Примесный пробой можно видеть на вольтамперной

характеристике (см. рис. 2).

Рис. 2. Низкотемпературные вольтамперные

характеристики для германия n-типа при разных

значениях температуры решетки [7].

1

(1)

Вначале полупроводниковый образец ведет себя как

омическое сопротивление, поскольку количество носителей

не изменяется. Как только поле достигает пробивных

значений, в зоне проводимости появляются дополнительные

носители заряда, возникшие в результате ионизации

примеси, и проводимость образца резко растет. Это

соответствует резкому сверхлинейному участку на кривой

ВАХ. Очередной линейный участок зависимости возникает в

более сильных полях, когда все примеси оказываются

полностью ионизованными. В случае же высокой

температуры все примеси изначально термически

ионизованы, и в рассматриваемом диапазоне электрических

полей резкого роста проводимости не наблюдается,

образец находится в постпробойном состоянии.

На рисунке 3 представлены более детальные

исследования примесного пробоя в Ge, когда независимо

определялись подвижность и концентрация электронов.

1

Рис. 3. Ударная ионизация в n-Ge при низких температурах

(μH – холловская подвижность, R-1H – обратный коэффициент

Холла,

j – плотность тока, EB – поле пробоя )

В слабом поле рост подвижности обусловлен рассеянием

носителей на ионизованных примесях. С ростом поля

средняя энергия электронов постепенно возрастает до тех

пор, пока не начнет преобладать рассеяние на оптических

фононах (точка максимума на кривой μH(Е)), в связи с чем

и происходит спад подвижности.

В [7] так же была исследована зависимость пробойной

величины поля и максимума электропроводности от

величины концентрации электронов. Было показано, что

чем выше концентрация примесей, тем больше становятся

пробойное поле и проводимость в точке максимума (см.

рис. 4).

Рис. 4. Зависимость электропроводности n-Ge

от напряженности электрического поля при 4.2 К.

1: n = 5.0•1014 см-3, 2: n = 5.2•1015 см-3.

1

Уменьшение электропроводности с ростом поля после

прохождения максимума может быть объяснено уменьшением

подвижности электронов в условиях постоянной их

концентрации за счет рассеяния на кристаллической

решетке.

Ударная ионизация неглубоких доноров электрическим

полем Е при температуре Т приводит к тому, что

концентрация электронов меняется со временем по

следующему закону:

где t – время, (T) и (Е) – коэффициенты процессов

термической и ударной ионизации соответственно, (Т, Е) –

коэффициент термической рекомбинации пары электрон -

ионизованный донор, (Т, Е) – коэффициент Оже-

рекомбинации. При небольших концентрациях n Оже –

рекомбинацией можно пренебречь.

Обозначив стационарное значение концентрации n0, из

предыдущей формулы получим:

Пробой наступает при поле Еb, при котором знаменатель

обращается в нуль:

Обозначая получим cвязь:

1

(2)

(3)

(4)

откуда следует экспоненциальный рост концентрации со

временем.

Установлена зависимость τ от Е при Т = 4.2 К в n-Ge

после пробоя [7]. Эта зависимость показана на рис. 5

(темные кружки). Светлые кружки изображают изменение τ

c температурой решетки Т для равновесных электронов.

Рис. 5. Зависимость времени рекомбинации в n-Ge от

напряженности электрического поля при Т = 4.2 К после пробоя и от

температуры решетки для равновесных электронов.

Можно также упомянуть тот факт, что для

многодолинного полупроводника поле пробоя в общем

случае является анизотропным, т.е. его величина зависит

от выбранного направления приложенного поля по

отношению к осям симметрии кристалла.

1

(5)

2.2.Примесное поглощение света и примесная

фотопроводимость

При достаточно низких температурах, когда примесь

еще не ионизована, можно наблюдать явление абсорбции

света. При энергиях фотонов, сравнимых или больше

энергии ионизации εi, имеем непрерывную полосу

примесного поглощения (см. рис. 6, взятый из [8]).

Рис. 6. Поглощение света при фотоионизации доноров (P) в

кремнии.

Пики соответствуют переходам атомов примеси из

основного состояния в возбужденное (1S-2P, 1S-3P и

т.д.).

Аналогичный спектр имеет и примесная

фотопроводимость. Например, на рис. 7 показана

1

примесная фотопроводимость кристалла германия,

легированного фосфором.

Рис. 7. Спектр примесной фотопроводимости в Ge: P

при T = 4.2 K и E = 0.5 В/см.

Наименьшая частота света, при которой происходит

генерация неравновесных электронов (дырок) в примесном

полупроводнике, называется красной границей

фотопроводимости.

Поведение примесной фотопроводимости германия с

изменением температуры и прикладываемого электрического

поля было подробно исследовано в работах [9], [10]. На

рис. 8 показано спектральное распределение примесной

фотопроводимости в Ge:Ga при температуре 4.2 К и

1

различных полях, вплоть до пробивного значения. Чем

больше величина прикладываемого поля, тем сильнее

сдвигается красная граница примесной фотопроводимости в

сторону меньших энергий фотонов, в этом же направлении

смещается и максимум кривой спектральной

чувствительности.

Рис. 8. Спектральное распределение примесной фотопроводимости

в Ge:Ga при 4.2К при различных эл.полях (Е, В/см: ● - 1.2, ○ –

2.3, ∆ - 4.1, х – 4.8),

NA = 8.7∙1014 см-3, NД = 9∙1012 см-3, εi = 11.2 мэВ.

Данный результат хорошо согласуется с наблюдениями,

изложенными в работе [9]. Влияние поля на распределение

фотоотклика сохраняется и при температуре 2.5 К, однако

1

при низкой температуре оно носит более выраженный

характер, чем при 4.2 К.

В дополнение приведем две экспериментально снятые

зависимости смещения красной границы примесной

фотопроводимости от поля и температуры, когда один из

этих параметров фиксирован.

Рис. 9. Зависимость сдвига

красной границы от температуры

образца, Е=3.2 В/см.

Рис. 10. Зависимость сдвига

красной границы от поля в Ge:Ga

при Т = 4.2 К.

Прохождение через максимум спектральной зависимости

и дальнейший ее спад можно объяснить тем, что примесный

уровень (см. рис. 1) в действительности является

ограниченным по k, вернее основной вклад дают состояния

с , и потому при энергиях квантов света

вероятность переходов «примесь – зона проводимости»

падает

В случае примеси p-типа ситуация аналогичная.

Поглощение и спонтанное излучение можно наблюдать при

определенных значениях полей и частот падающего на1

образец света. Однако здесь наряду с поглощением света

при переходах «примесный уровень – валентная зона»,

возможны также оптические переходы между подзонами

тяжелых и легких дырок.

2.3. Инверсия населенности в одноосно сжатом

германии

В рассматриваемых ниже работах [11], [12] был

предложен способ создания инверсной населенности в

германии, легированном галлием, при одноосном сжатии.

Также были исследованы спектры поглощения света и

примесной фотопроводимости в условиях одноосного

сжатия.

Результатом приложенного механического напряжения

является расщепление потолка валентной зоны и

энергетического уровня примеси, что приводит при

определенной величине давления на образец к

возникновению т.н. резонансных состояний примеси на

фоне непрерывного спектра носителей заряда. Состояния

называются резонансными, поскольку на непрерывной

функции распределения носителей возникает пик,

соответствующий отщепленным состояниям примеси.

2

Рис. 11. Расщепление потолка валентной зоны (Elh – зона легких

дырок, Ehh – зона тяжелых дырок) и основных акцепторных состояний

в Ge:Ga

при приложении давления в направлении [100].

Экспериментально в работе [12] подтверждено, что

возникающее в результате одноосного сжатия расщепление

валентной зоны германия пропорционально давлению:

где индексы 111 и 001 соответствуют направлениям [111]

и [001] прилагаемой нагрузки в кристалле, а d и b –

константы деформационного потенциала, оказавшиеся

равными 1.45 эВ и 2.9 эВ, соответственно.

Структура валентной зоны приобретает следующий вид:

2

(6)

Рис. 12. Энергетическая диаграмма одноосно сжатого германия

(давление 5 кбар, поле 100 В/см, концентрация Ga - 4·1015 см-3).

Справа: || , слева: .

В работе [11] был снят спектр поглощения одноосно

сжатого германия, легированного галлием, на котором

отчетливо видны пики, соответствующие переходам между

основным и резонансным уровнями (см. рис. 13).

2

Рис. 13. Спектральные зависимости коэффициента

поглощения Ge:Ga при одноосном сжатии в

направлении [111]. Концентрация примеси 1.4∙1014

см-3. Давление, кбар: 1 – 0, 2 – 0.23, 3 – 0.47,

4 – 0.7, 5 – 0.93, 6 – 1.16, 7 – 1.4, 8 – 1.6,

9 – 1.86.

Расщепление на подзоны легких и тяжелых дырок можно

видеть на рис. 14 в спектрах фотопроводимости,

полученных при совпадающих направлениях поля и

давления. При энергиях 10 ÷ 30 мэВ с ростом давления

эти спектры постепенно выходят на общую зависимость

ответа от энергии фотонов, обусловленную легкими

дырками. При энергиях, близких к энергии ионизации, на

этой монотонно падающей кривой возникают участки роста

фотопроводимости, при этом минимумы смещаются в область

больших энергий пропорционально приложенному давлению.

Затем ветви выходят на общую зависимость,

соответствующую фотопроводимости при нулевом давлении.

2

Рис. 14. Спектры фотопроводимости образца Ge:Ga,

[111] || P от 0 (спектр 1) до 7.4 кбар (спектр 9) с шагом

0.93 кбар.

На основе анализа представленных спектров поглощения

и фотопроводимости можно построить спектр энергий дырок

в германии, легированном галлием, при одноосной

деформации и выяснить присущие ему особенности.

Образовавшиеся возбужденные резонансные состояния

(рис. 12) служат центрами захвата носителей, максимум

функции распределения которых располагается вблизи

энергии, соответствующей данному состоянию. Разогретые

электрическим полем дырки при рассеянии на примесях,

акустических и оптических колебаниях решетки

захватываются данным энергетическим уровнем. Время

жизни дырок в резонансном состоянии примеси2

относительно основного состояния гораздо больше времени

термического рассеяния. В результате возникает инверсия

населенности.

Волновые функции основного и резонансного уровней

примеси имеют одинаковую четность, и, казалось бы,

переходов между ними быть не должно. Тем не менее,

поскольку происходит накопление носителей вблизи

резонансного состояния, находящегося в области

непрерывного диапазона разрешенных значений энергии, в

спектрах излучения такие переходы наблюдаются. Причем,

основной линии соответствует переход

Частота такого спонтанного излучения при приложенном

давлении в 6.85 кбар составляет величину 5.5*107 с-1

[11].

Изменение прикладываемого давления позволяет

получать излучение в довольно широком диапазоне частот.

При этом энергетический зазор между расщепленными

акцепторными уровнями меняется от 10 мэВ до 40 мэВ.

Нижняя граница определяется пороговым значением

давления, при котором возникает резонансное состояние.

А верхняя – значением, при котором происходит

опустошение резонансного состояния за счет переходов

дырок в валентную зону с участием оптических фононов.

Частотный диапазон излучения таким образом варьируется

от 2.5 до 10 ТГц.

2

К сожалению, при работе устройства на такой

структуре возникает сложность, связанная с получением

устойчивого по мощности излучения из одноосно

деформированного внешней силой кристалла в течение

длительного времени.

В [13] были сделаны попытки использовать напряженные

структуры с квантовыми ямами (КЯ) GeSi/Si:B, в которых

уже имеется встроенное напряжение, возникшее в

результате рассогласования постоянных решетки слоев

GeSi и кремниевой подложки. Но выращивание толстых

напряженных GeSi слоев наталкивается на трудность в

связи с возможным появлением дислокаций.

3. Идея эксперимента, цели и задачи

Перспективными с точки зрения получения излучения

терагерцового диапазона представляются также пленки

GaAsN, легированные бериллием.

Добавление в структуру GaAs азота приводит не только

к уменьшению ширины запрещенной зоны, но и к

возникновению упругих напряжений в образце. Слои GaAsN

на подложке GaAs испытывают растяжение, что

эквивалентно одноосному сжатию пленки в направлении ее

роста. Как следствие происходит снятие вырождения

2

валентной зоны в центре зоны Бриллюэна (переход от

одного четырехкратно вырожденного состояния в два

двукратно вырожденных).

Нижней дырочной подзоной оказывается подзона легких

дырок, о чем свидетельствуют работы [14], [15], [16] по

изучению фотолюминесценции. Следует ожидать, что

акцепторная примесь будет иметь резонансные состояния,

связанные, в основном, с подзоной тяжелых дырок, как в

случае с Ge:Ga. Вся рассмотренная ранее теория

механизма создания инверсной населенности может быть

применена и здесь. В сильных электрических полях она

создается между резонансным 1Sr и возбужденным 2P

уровнями примеси.

2

Схематически этот процесс можно изобразить так:

Рис. 15. Схема уровней энергии и переходов дырок в напряженной

структуре GaAsN:Be/GaAs (детали опущены).

Под действием электрического поля носители

разогреваются и захватываются резонансными состояниями

при рассеянии на примесях и колебаниях решетки. Время

жизни носителей на этом уровне превосходит по порядку

величины время их термализации. Как следствие,

происходит накопление носителей, возникает инверсия

населенности и становится возможной генерация

стимулированного излучения. Помимо спонтанного и

индуцированного излучения при оптических переходах

дырок 1Sr - 2P имеют место также спонтанные переходы 2P

– 1S.

Удается вырастить достаточно толстые (порядка 0.1

мкм) слои GaAsN:Be и создать оптический резонатор с

2

хорошей добротностью. Оценки показывают, что

расщепление подзон валентной зоны ∆(N), необходимое для

генерации излучения с длиной волны 100 мкм (3 ТГц),

появляется при введении азота в количестве ≈ 1.8%, что

не вносит значительного вклада в свойства

гетероструктуры. Изменяя концентрацию азота, удается

менять расщепление подзон, а, следовательно, и длину

волны излучения.

Для наших экспериментов в ФТИ им. А. Ф. Иоффе была

выращена пробная структура (рис. 16). На подложке GaAs

были выращены пять слоев GaAsN0.018:Be толщиной 0.1 мкм,

разделенных слоями GaAs толщиной 0.5 мкм.

Рис. 16. Пленка GaAsN:Be на подложке GaAs.

Заранее не очевидно, какое направление поля

оптимально с точки зрения разогрева дырок, создания

инверсии населенности и получения терагерцового

2

излучения. В работе [11] для одноосно сжатого германия,

легированного галлием, стимулированное ТГц излучение

было экспериментально получено при электрическом поле,

направленном вдоль направления одноосной деформации. В

то же время в работе [17] обосновывается преимущество

скрещенных направлений электрического поля и одноосного

давления для получения лазерного эффекта на длине волны

порядка 100 мкм в дырочном германии.

Поскольку в предоставленной нам структуре нет

проводящих слоев, позволяющих приложить электрическое

поле вдоль направления роста пленки GaAsN:Be, мы имели

возможность проводить исследования только в поперечном

поле. Для этого были изготовлены электрические контакты

на сколах структуры.

Целью данной работы являлось исследование

спонтанного излучения, связанного с межуровневыми

переходами дырок.

В задачи работы входило:

1) создать установку для исследования вольтамперной

характеристики и электролюминесценции в условиях

примесного пробоя;

2) опробовать установку на объемных образцах n- и p-

типа: Ge:Sb и Ge:Ga;

3) исследовать ВАХ пленки GaAsN:Be;

3

4) исследовать электролюминесценцию на пленке

GaAsN:Be с помощью приемника терагерцового

излучения.

3

4. Методика измерений

Для выполнения необходимых измерений была собрана

следующая экспериментальная установка.

Рис. 17. Схема опыта по измерению вольтамперной

характеристики и электролюминесценции образца. Здесь Rобр –

исследуемый образец, Ri – токовое сопротивление, ФП –

фотоприемник, в качестве которого использовался резистор Ge:Ga.

Образец с фотоприемником, закрепленные на

специальном держателе, помещаются в транспортный дьюар

с жидким гелием (Т = 4.2 К). Напряжение от генератора

импульсов поступает на образец Rобр, последовательно с

которым подключают токовый резистор, служащий для

снятия вольтамперной характеристики полупроводникового

образца. В различных диапазонах напряжений (0÷200 и

200÷1200 В) приходилось использовать разные источники

питания (УИП-2 и Б5-24, соответственно). Регистрирующее

устройство (осциллограф) в процессе снятия ВАХ

3

ФП

позволяет одновременно определять 2 величины –

суммарное напряжение «образец + токовый резистор» и

токовое напряжение (на резисторе Ri). Поскольку значение

сопротивления токового резистора изначально известно,

то построение вольтамперной характеристики не

составляет труда.

Параллельно проводятся измерения интенсивности

спонтанного излучения образцов в результате токовой

накачки. Сигнал UEL, снимаемый с фотоприемника Ge:Ga,

поступал через усилитель на третий вход осциллографа.

Так строится зависимость электролюминесценции от поля.

5. Результаты и их обсуждение

Рис. 18. Образец.

Так для Ge:Sb (ρ (Т = 300К) = 5.6 Ом*см, S = 1.7*4

мм2, l = 7 мм) зависимость имеет следующий вид

(см. рис. 19). Вплоть до значения поля 4.3 В/см образец

ведет себя как омическое сопротивление. Дальнейший

резкий участок роста тока на характеристике

соответствует примесному пробою. В полях больше 15 В/см

3

все примеси ионизуются, концентрация электронов в зоне

проводимости достигает максимально возможного значения,

равного концентрации доноров, т.е. n = ND = 3*1014 см-3, и

ВАХ приобретает линейный характер.

Рис. 19. Вольтамперная характеристика Ge:Sb при температуре

4.2 К.

На этом участке подвижность электронов составляет

.

Результаты исследования электролюминесценции в этом

образце представлены на рис. 20.

3

(7)

Рис. 20. Электролюминесценция Ge:Sb при температуре 4.2 К.

Для сравнения на этом же графике показана

зависимость выделяемой в образце мощности от

приложенного напряжения. В широкой области полей кривые

для интенсивности электролюминесценции и подводимой к

образцу электрической мощности идут параллельно,

значит, интенсивность излучения пропорциональна

подводимой мощности. Очевидно, что в n-Ge излучение в

дальней ИК области (область чувствительности

фотоприемника Ge:Ga лежит в диапазоне 60÷110 мкм)

связано с непрямыми внутризонными переходами

электронов. Увеличение подводимой мощности приводит ко

все более сильному разогреву электронного газа, и за

счет этого в единицу времени испускается все большее

число фотонов.

3

В германии p-типа (Ge:Ga, ρ (T = 300 K) = 15 Ом*см,

S = 1.5*3.5 мм2, l = 7мм) начало примесного пробоя и его

истощение наблюдаются примерно при тех же полях, что и

в n-Ge: начало пробоя при Е = 2.9 В/см, выход на

линейный участок ВАХ – в полях более 15 В/см (см. рис.

21).

Рис. 21. Вольтамперная характеристика Ge:Ga при температуре 4.2

К.

На линейном участке концентрация дырок равна

концентрации акцепторов, т. е. составляет NA = 2*1014 см-

3, а подвижность дырок равна

.

3

(8)

Осциллограммы сигнала электролюминесценции из

образца Ge:Ga при отрицательных импульсах представлены

на рисунках ниже:2686 U = 5В 2687 U=8В

2683 U=17В 2680 U=52В

2672 U=130В 2676 U=240В

2679 U=380В

3

Рис. 22. Осциллограммы сигнала электролюминесценции из Ge:Ga

при отрицательных импульсах, Т = 4.2 К.

Желтый – импульс поля, фиолетовый – импульс фотоответа.

Результаты исследования электролюминесценции в

дырочном германии представлены на рис. 23. В этом

образце интенсивность электролюминесценции не

пропорциональна подводимой электрической мощности: в

полях более 20 В/см интенсивность электролюминесценции

выходит на насыщение. Качественное отличие от образца

n-типа связано с тем, что в дырочном Ge в эмиссию

излучения доминирующий вклад дают прямые межподзонные

переходы дырок, интенсивность излучения значительно

больше, чем в n-Ge, где идут только непрямые

внутризонные переходы электронов.

3

Рис. 23. Зависимость электролюминесценции образца (UЭЛ) и

подводимой к образцу мощности (U*I) Ge:Ga. Т = 4.2 К.

Отметим, что насыщение интенсивности

электролюминесценции в дальнем ИК диапазоне в Ge:Ga

наблюдалось также в работе [18] при тех же полях 20÷300

В/см (см. рис. 24).

3

Рис. 24. Зависимость интенсивности излучения в Ge от поля.

Для пленки GaAsN:Be (S= 2.65 мкм х 4 мм, l = 8 мм , p

(Т = 77 К) = 2.0*1017 см-3, μ (Т = 77 К) = 90 см2/(В*с))

ВАХ была измерена при двух температурах: 77 К и 4.2 К.

При 77 К ВАХ линейна практически во всем

исследованном диапазоне полей (10÷1000 В/см). При этой

температуре все акцепторы термически ионизованы,

концентрация дырок (по паспорту образца) p = NA = 2*1017

см-3, а подвижность составляет

(по паспорту: 90

см2/(В*с)).

4

(9)

Рис. 25. Вольтамперная характеристика пленки GaAsN:Be

при температурах 4.2 К и 77 К.

При температуре Т = 4.2 К ВАХ имеет нелинейный,

пробойный характер. Однако пробой в этом образце имеет

не столь резкий вид (рис. 25) как в объемных образцах

Ge:Ga и Ge:Sb, что связано с низкой подвижностью дырок

в пленке GaAsN:Be. В экспериментально доступном

диапазоне полей (≤1700 В/см) полностью ионизовать

примесь при гелиевой температуре не удается, но, как

видно, мы оказываемся очень близко к этому: пробито

около половины всех примесей.

Результаты исследования электролюминесценции в

пленке GaAsN:Be/GaAS представлены на рис. 26.

4

Рис. 26. Электролюминесценция пленки GaAsN:Be при температуре

4.2 К.

В ней, как уже было сказано, имеется встроенное

напряжение. Электрическое поле прикладывается

перпендикулярно направлению давления. Левая часть на

рис. 27 из работы [17] соответствует нашей ситуации с

ортогональными направлениями встроенного давления и

поля.

4

Рис. 27. Структура валентной зоны одноосно деформированного

германия.

Сравнивая наши результаты с работой [17], видим, что

необходимо за величину давления взять величину, при

которой резонансный примесный уровень оказывается на

фоне непрерывного спектра энергии тяжелых дырок (см.

рис. 28, область давлений справа от вертикальной

черты).

Рис. 28. Зависимость интенсивности излучения от величины

одноосной деформации.

E, кВ/см: 1 – 0.5, 2 – 1.0, 3 – 1.4, 4 – 1.7, 5 – 1.8.

4

Интенсивность электролюминесценции растет с

увеличением поля, и связана она в данном случае с

переходами дырок из резонансного примесного состояния ε+

в состояние ε-. Отметим, что рост интенсивности

электролюминесценции идет несколько медленнее, чем

растет подводимая к образцу электрическая мощность.

6. Заключение

- Собрана экспериментальная установка по исследованию

ВАХ и электролюминесценции в дальнем ИК-диапазоне.

Разработана методика импульсных измерений.

- Экспериментальная установка опробована на образцах

Ge:Ga и Ge:Sb. Для них построены вольтамперные

характеристики и кривые электролюминесценции в условиях

примесного пробоя. Полученные результаты хорошо

согласуются с литературными данными.

- Осуществлен первый опыт по исследованию ВАХ и

электролюминесценции в пленке GaAsN, легированной

бериллием, в условиях примесного пробоя. Таким образом,

сделан первый шаг на пути создания источника

терагерцового излучения на основе напряженной пленки

GaAsN:Be/GaAs.

4

7. Список литературы:

1. www . cnews . ru . Статья от 29.10.03, Ср, 18:13,

«Терагерцовое излучение парализует наркотрафик».

2. www . cnews . ru . Статья от 31 января 2003, 16:53:26 –

«Разработан источник терагерцового излучения большой

мощности».

3. J. Faist, F. Capasso, D. L. Sivco, et al. Science

264, 553 (1994).

4. O. Gauthier-Lafaye, S. Savage, P. Boucaud, et al.

Appl. Phys. Lett. 70, 1 (1997).

5. Спектры ФП в условиях сжатия. R. Kohler et al.

Nature, 417, 156 (2002) Создание квантово-каскадного

лазера, работающего при энергиях меньше энергии

оптического фонона, т.е. в терагерцовом диапазоне.

6. В. Л. Бонч-Бруевич, С. Г. Калашников. Физика

полупроводников. М., Наука, 1977, 672 с.

7. К. Зеегер. Физика полупроводников, М. Мир, 1977.

8. Л. Е. Воробьев, Д. А. Фирсов, В. А. Шалыгин.

Оптические свойства полупроводников: Учебное пособие.

– Л.: ЛПИ, 1989. – 112 с.

9. Л. В. Берман, А. Г. Жуков. О влиянии электрического

поля на спектральное распределение фотопроводимости в

германии, легированном мелкими примесями. Физика и

техника полупроводников, том 3, в. 12, 1969.

4

10. Л. В. Берман, Т. И. Домашева, А. Г. Жуков. Влияние

температуры на спектральное распределение

фотопроводимости в германии, легированном мелкими

примесями. Физика и техника полупроводников, том 7,

в. 7, 1973.

11. Yu. P. Gousev, I. V. Altukhov, K. A. Korolev, V. P.

Sinis and M. S. Kagan et al. Appl. Phys. Lett. 75, 6

(1999). Widely tunable continuous-wave THz laser.

12. Я. Е. Покровский, Н. А. Хвальковский. Физика и

техника полупроводников, том 39, вып. 2, 2005.

Спектроскопия германия, легированного Ga, при

одноосном сжатии.

13. I. V. Altukhov, E. G. Chirkova, V. P. Sinis, M. S.

Kagan, Yu. P. Gousev, S. G. Thomas, K. L. Wang, M. A.

Odnoblyudov, I. N. Yassievich. Appl. Phys. Lett. 79

(24), 3909 (2001).

14. I. A. Buyanova, W. M. Chen, B. Monemar. MRS

Internet Journal Nitride Semicond. Res. 6(2), 1

(2001).

15. Егоров А. Ю., Одноблюдов В. А., Крыжановская Н. В.,

Мамутин В. В., Устинов В. М. ФТП 36, 1440 (2002);

Егоров А. Ю., Семенова Е. С., Устинов В. М., Hong Y.

G., Tu C. ФТП 36, 1056 (2002).

16. V. K. Kalevich, M. Ikerawa, A. Yu. Shiryaev, A. Yu.

Egorov, V. M. Ustinov, Y. Masumoto. 2003 Autumn

4

Meeting, September 20-23, Okayama University, Meeting

abstract of the Physical Society of Japan, 58, issue

2, part 4, p. 571-882 (2003).

17. В. М. Бондар, Л. Е. Воробьев, А. Т. Далакян, В. Н.

Тулупенко, Д. А. Фирсов. Дальнее ИК излучение горячих

дырок германия при взаимно перпендикулярных

направлениях одноосного давления и электрического

поля. Письма в ЖЭТФ, том 70, вып. 3, стр. 257 – 261

(1999).

18. V. Ya. Aleshkin, L. E. Vorob’ev, D. V. Donetskii,

O. A. Kuznetsov, L. K. Orlov. Spontaneous emission of

far infrared radiation by hot holes in germanium and

Ge/Ge1-XSiX quantum wells. Semiconductors 30 (11), p.

1031 – 1036, November 1996.

4