книги / Микроструктуры интегральной электроники

го поля относительно плоскости туннельной структуры. При ориен­ тации Н ||/ амплитуды компонент расщепленного максимума близ­ ки. Их соотношение монотонно зависит от угла таким образом, что при Н_1_/ амплитуда высокополевого пика становится существенно меньше, чем низкополевого. Положение всех максимумов d 2U/dI2 зависит от Н при Н||/. По этим зависимостям определили, что в больших полях наблюдается расщепление нижних уровней, а при H-i-0 положение всех максимумов экстраполируется в одну точку, которая совпадает с точкой экстраполяции при H \I(eU \). Естест­ венно связать такое расщепление максимумов d2UldI2 со спино­ вым расщеплением уровней Ландау в магнитном поле. Тогда мож­ но определить величину g -фактора электронов |g | —AeU/p.BH (jib — магнетон Бора; ДeU— расстояние между компонентами рас­ щепленного максимума в магнитном поле Н) при <У— (et/f-f- + eU \)!2 —eUu отсчитанной от дна зоны проводимости.

Осцилляции проводимости, связанные с квантованием спектра двумерных поверхностных электронов. В структурах при ориента­ ции магнитного поля Н ||/ наряду с осцилляциями, связанными с объемными электронами и описанными выше, наблюдается допол­ нительная серия осцилляций, положение которых при H->-0 экст­ раполируется к энергии et/s(£ /„ > 0). Эти осцилляции периодичны по 1/Н и их период при данном смещении меньше периода осцил­ ляций, обусловленных квантованием спектра объемных электро­ нов. При тех смещениях, когда наблюдаются лишь осцилляции до­ полнительной серии, удается проследить зависимость их положе ния от ориентации магнитного поля. При этом оказывается, что оно определяется составляющей магнитного поля, перпендикуляр­ ной плоскости туннельной структуры. Все это позволяет утверж­ дать, что дополнительная серия осцилляций связана с квантовани­

p-Hgi- jcCdxTe-AUOs-Pb на поверхности полупроводника существу­ ет достаточно сильный отталкивающий для дырок потенциал, в котором может образовываться подзона поверхностных электронов (см. рис. 3.21,6). Дно этой подзоны находится выше уровня Фер­ ми на энергию et/,, так что при низкой температуре эти состояния не заняты и инверсионный слой на поверхности полупроводника отсутствует. Двумерные поверхностные электроны начинают да­ вать вклад в туннельный ток при U > U S. Разница Uei—eUs опреде­ ляет энергию связи &а поверхностных электронов. Найдены значе­ ния от 25 до 50 мэВ. Зная эту энергию, можно оценить поверх­ ностный потенциал и поверхностную плотность заряда в полупро­ воднике [60].

3.12. ПРОЦЕССЫ В МТДП СТРУКТУРАХ ПРИ ИНЖЕКЦИИ НЕОСНОВНЫХ НОСИТЕЛЕЙ

Для МТДП структуры, являющейся коллекторам транзистора, при опреде­ ленных условиях характерны отрицательная дифференциальная проводимость и

колоколо-образная ВФХ [61]. К круглому коллектору К к окружающему его кольцевому эмиттеру Э соответственно в ирамом и обратном напряжениях при­ кладывали постоянные напряжения Ок и Оо, коюрые вызывали токи 7К и 7з. Увеличение 70 приводит ,к росту 7К, что демонстрируют зависимости 7К от 0К на рис. 3.24,а (кривые Г—4' сняты при различных значениях 70).

Кроме постоянного напряжения £7К на коллектор (МТДП структуру) пода­ валось переменное напряжение Ок с частотой v= 10 кГц, так что полное на­ пряжение на коллекторе UK— ÜK+ 0 Ki и при постоянных разных 7Э снимались зависимости полного сопротивления Y=G+lC2nv между коллектором и оми­ ческим контактом от Ок. Питание эмиттера осуществлялось таким образом, что при иэ=фО переменная составляющая напряжения на эмиттере 09—0. Получен­ ные зависимости G и С от Ок даны кривыми 7—4 рис. 3.24,а и 6 соответственно.

и напряжение Оначиная с которого под ним реализуется неравновесное обед­ нение (Üi = Üio при 7Э=0). Увеличение 7К с ростом 7Э объясняется инжекцией

падение напряжения на слое обеднения. Переменный ток коллектора /к раз­ ветвляется* часть его 7КЭ протекает на землю непосредственно через пластину, а другая часть /к<) проходит через эмнттер, после чего также замыкается на землю Ток 7„э вызывает изменения тока эмиттера 7Эи концентраций инжекти­ рованных электронов под эмиттером п9 и коллектором йк, которые синфазны 7К. Инжектируемые под коллектор электроны уменьшают под ним степень пе­ равновестности обеднения и из-за t/K= C/0a изменяют напряжение UKконтрфаз-

WL

Рис. 3 24. Зависимости проводимости G (кривые 7—4), тока 7К (кривые V—4Г)

но /а. Цепочка названных изменений величин, вызванная протеканием части

в режиме, близком к режиму постоянства тока, когда Ga¥=0, приводило к зна­ чительному уменьшению | G |.

Конечное значение UK вызывает запаздывание по фазе пк относительно п9 и Ок относительно 7К. При измерении полного сопротивления в области смеще­ ний £7К;^1 В это приводит к емкости С (кривые 2—4 на рис. 3.24,6), значи­ тельно превышающей емкость области неравновесного обеднения при Га=0 (кривая U рис. 3.24,6). Считая, что величина /Эк определяется диффузией элек­ тронов от эмиттера к центру коллектора, получили Uк«8*10_6 с. В диапазоне частот 1 кГц2^2^20 кГц выполняется неравенство v<//£3к, и поэтому в соот­ ветствии с предложенным объяснением G и С не зависят от частоты V.

жение Vu создает под коллектором слой обеднения, представляющий собой по­ тенциальную яму для электронов. Инжектируемые эмиттером электроны входят в яму и, заполняя ее, увеличивают емкость С, а утечка этих электронов через слой ТД приводит к увеличению G. При этом чем больше ток эмиттера 7Э, тем больше электронов скапливается в яме и больше увеличение С и G (сравни­ те, например, кривые 1—4 на рис. 3.24,а,6, снятые при разных 7Э). По мере уве­ личения £7Куход электронов в металл через слой ТД усиливается, что приводит

характеристики наблюдались и при инжекции неравновесных электронов при освещении структуры. Отрицательные значения G при этом не реализовались. Обнаруженные особенности зависимостей проводимости и емкости МТДП структур расширяют возможности их использования

3.13. ОПТИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ В МТДП СТРУКТУРАХ

Генерация носителей в МТДП структуре. Если энергия фотонов

потенциальный барьер в структуре и собираться в полупроводнике (переходы 1 на рис. 3.1). Металл при этом будет заряжаться поло­ жительно, а полупроводник — отрицательно. Зависимость фотото­ ка 1ф от энергии падающих фотонов при hv—<pB> 0 ,0 5 эВ подчиня­ ется закону Фаулера (см. § 1.7). Наличие ТД в МП структуре, вопервых, уменьшает число электронов, которые могут перейти из металла в полупроводник, во-вторых, позволяет с помощью внеш­ него напряжения регулировать высоту потенциального барьера для электронов, возбуждаемых в металле, и, следовательно, управ­ лять фототоком в структуре [55]. Существование ПС создает до­

При h v > & g свет генерирует электронно-дырочные пары в по­ лупроводнике (переходы 2 на рис. 3.1). Пары носителей заряда, генерируемые в ОПЗ полупроводника, разделяются электрическим полем: электроны уходят в объем полупроводника, а дырки — к границе ТД-П и в металл. Металл при этом заряжается положи­ тельно, а полупроводник — отрицательно. Если же длина волны света такая, что поглощение происходит у границы ТД-П и воз­ бужденные электроны имеют энергию, достаточную для преодоле­ ния фо, то часть их может переходить в металл, что будет умень­ шать фототок в структуре. Влияние ТД на £ф проявляется в том, что число дырок, создаваемых в ОПЗ, которые могут попасть в

ПС, а затем переход в металл или рекомбинация с электронами зоны проводимости. Для основных носителей заряда вероятность их ухода в металл также будет уменьшаться при наличии ТД, а ПС могут только увеличивать число электронов, ушедших из ОПЗ полупроводника в металл. Это приведет к увеличению фототока в первом случае и к уменьшению — во втором.

Если электронно-дырочные пары образуются в объеме полупро­ водника, то вследствие их неравномерного распределения наблю­ дается диффузия, обусловливающая диффузионный ток, и доба­ вочное количество зарядов может перейти из полупроводника в металл. Количество носителей заряда каждого знака, которые спо­ собны преодолеть ОПЗ полупроводника и попасть в металл, зави­

талла легче, чем электроны, то возникает суммарный фототок, сов­ падающий по знаку с фототоком, создаваемым носителями, гене­ рируемыми в ОПЗ полупроводника; в противном случае фотоюк, обусловленный генерацией носителей заряда в объеме полупровод­ ника, будет иметь противоположное направление, что приведет к уменьшению фототока в структуре, а возможно, и к изменению фототока. При этом металл будет заряжаться отрицательно. Нали­ чие ТД может приводить к следующему эффекту: вследствие тою, что & р<И , часть дырок, накапливаясь у границы П-ТД, изменит барьер ОПЗ, что приведет к изменению заполнения ПС и тока ос­ новных носителей заряда (на рис. 3.1 — переход 1).

Теоретический анализ фототоков [62]. Рассмотрим суммарный ток через МТДП структуру, на которую одновременно действуют напряжение и освещение такой длины волны, что монохроматиче­ ский свет поглощается в полупроводнике и происходит генерация носителей заряда в зонах полупроводника. Выполняются следую­ щие условия: справедлива диодная теория; ОПЗ полупроводника является слоем Шотки; фототоки проходят над барьером ОПЗ и при участии ПС.

Фототок дырок, созданных при освещении в ОПЗ, определяет­ ся так:

Р — квантовый выход внутреннего фотоэффекта; С*р — сечение за­ хвата дырки ПС.

Для расчета токов, обусловленных дырками и электронами, ге­ нерируемыми светом в объеме полупроводника, а также приложен­ ным напряжением, необходимо знать суммарную избыточную кон­ центрацию дырок на границе ОПЗ полупроводник-квазинейтраль- ная область (x = L ). Для нахождения этой концентрации можно воспользоваться тем, что в точке x = L диффузионный ток дырок равен сумме надбарьерного тока и тока с участием ПС. Получено, что фототок дырок и электронов состоит из двух составляющих. Одна из этих составляющих связана только с изменением напря­

основную роль играет фототок дырок, образованных в объеме по­ лупроводника (первый член выражения (3.77)). Фототок дырок определяется рекомбинацией как в объеме, так и на границе ТД-П,

параметров ТД. При выполнении обратного неравенства ток будет

то 1рф зависит от параметров ПС и может существенно из­ меняться при повышении U из-за изменения от*.

Из (3.77) также следует, что соотношение между током носи­ телей, созданных в объеме полупроводника, и током носителей,

Исследование влияния толщины ТД на фоточувствительность показывает, что при увеличении d от I до 5 нМ фоточувствительность немного увеличива­ ется или, по крайней мере, не изменяется. При изменении d от 5 до 20 нм фо­ точувствительность уменьшается.

Таким образом, из теоретических и экспериментальных иссле­ дований получаем, что если увеличение толщины ТД уменьшает фотоюки, то ПС создают дополнительную возможность для прохо­ ждения фотоносителей, кроме того, они могут быть также источ­ ником фотоносителей.

3.14. КОГЕРЕНТНЫЕ ОДНОЭЛЕКТРОННЫЕ ЯВЛЕНИЯ В МТДП МИКРО- И СУБМИКРОСТРУКТУРАХ

Как следует из § 3.7, в МТДП структурах с локализованными ПС на границе и (или) в ТД (рис. 3.1) возможно туннелирование носителей через барьеры ТД и ОПЗ без и с участием ПС. При уменьшении площади структур до размеров, при которых мала собственная емкость структуры, дискретное туннелирование носи­ теля (е) через ТД заметно изменяет напряжение на МТДП струк­ туре: ДU = e/C = Q/C, что вызывает заметное изменение условий туннелирования других электронов. Если ДU больше термических флуктуаций напряжения

то электростатическое «кулоновское» взаимодействие может уста­ новить существенную корреляцию туннелирования отдельных элек­ тронов, дырок, вплоть до четкого упорядочения дискретизации тун­ нельных актов. В результате возможны когерентные «одноэлект­ ронные» колебания электрического заряда в МТДП структурах с фиксированным током [63]. При туннелировании электронов через барьер ТД с захватом и эмиссией одного электрона локализован­ ным состоянием (ловушкой) в ТД (на границе ТД-П в ОПЗ) мо­ гут возникать флуктуации сопротивления МТДП структуры (§ 3.6.) При этом возможны следующие процессы [64]. Во-первых, ловуш­ ки синхронно освобождаются и заполняются, приводя к двухуров­ невому переключению с очень большой амплитудой. Во-вторых, при большом электрическом напряжении внезапное изменение занято­ сти части ловушек может также привести к сложному процессу коллективного переключения, при котором происходят, например, необратимый разрыв связей в окисле и создание новых локализо­ ванных состояний в SiCb;

Кулоновская блокада, одноэлектронные колебания. Квантово­ статистический анализ изменения заряда Q МТДП структуры проведем для схемы с МТДП структурой рис. 3.27 [63]. Если ха­

в М ТДП структуре т-1, а также с частотой плазменных колебаний <йп в металле, полупроводнике, то выполняется условие (3.82). Н а­

пример, если т~1 и соП~ 1014 с-1 или выше, то это условие хорошо выполняется.

Когда температура очень низка feBТ <, <DQ=se?f2C,

•структура будет мгновенно пропускать одиночный электрон только тогда, когда такой дискретный акт приводит к понижению свободяой энергии & (т. е. энергии, включающей все макроскопические поля в схеме, но не включающей внутренние энергии ее компо­ нент). В свою очередь, туннелирование электрона вызывает такое изменение $ , что немедленное прохождение следующего электрона становится невозможным. Свободная энергия <?? сводится к элек­ тростатической энергии <ÿ3 = Q2/2C , где Q = Q0 + n?e; е > 0 ;

му туннелирование следующих электронов оказывается невыгод­ ным до тех пор, пока внешняя перезарядка структуры по закону (3.88) не вызовет нового выхода системы из диапазона кулонов­ ской блокады и повторения процесса дискретного туннелирования

Отметим, что в проводниках перенос тока носит коллективный характер и переносимый электронами заряд Q3 не квантуется в масштабе е. Комбинируя дискретный перенос заряда в МТДП