Лекция 5 Гетеропереходы
реклама
1 ЛЕКЦИЯ 5. ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ Гетеропереходы образуются между полупроводниками с различными электрофизическими характеристиками: диэлектрической проницаемостью ε, шириной запрещенной зоны ΔW, работой выхода Pс и термодинамической работой выхода P. Для получения гетероперехода близкого к идеальному, необходимо подобрать полупроводниковые пары с одинаковым типом кристаллической решетки, постоянные кристаллических решеток должны отличаться не более, чем на 0.5%. Кроме того, полупроводники должны иметь близкие коэффициенты температурного расширения, чтобы при охлаждении не возникло сильных механических напряжений. Одной из наиболее распространенных пар, отвечающих указанным требованиям, является тройное соединение AlxGa1–xAs и Ga As. За счет изменения параметра состава х от 0 до 0.4 ширина запрещенной зоны линейно увеличивается от 1.42эВ до 1.92эВ. Другими материалами для изготовления гетеропереходов являются германий Ge, арсенид галлия GaAs, фосфид индия InP и четырехкомпонентное соединение InGaAsP. Каждый из полупроводников, образующих гетеропереход, может иметь различный тип электропроводности. Поэтому для каждой пары можно в принципе осуществить четыре разновидности гетероструктур: изотипные – n1-n2, p1-p2 и анизотипные n1-p2 и p1-n1. В зависимости от соотношения термодинамических работ выхода и ширины запрещенной зоны контакты могут быть выпрямляющими или омическими рис.1. В свою очередь выГетеропереход Анизотипный Изотипный Выпрямляющий n-n+ эмиттер электронов Pn>Pn+, Wn<∆Wn+. Омический Pn<Pn+ Wn<∆Wn+. p-p+ эмиттер дырок Pp+>Pp Wp+>∆Wp Выпрямляющий Эмиттер электронов Pp> Pn, ∆Wp<∆Wn Омический Pp<Pn. ∆Wp<∆Wn Эмиттер дырок Pp>Pn ∆Wp>∆Wn, Рис.1. Структура гетеропереходов прямляющие контакты могут быть эмиттерами электронов или дырок. На границе гетероперехода высота потенциального барьера для электронов и дырок получается разная, поэтому прямой ток через гетеропереход связан в основном с движением носителей заряда только одного знака. Подробно рассмотрим анизотипный выпрямляющий гетеропереход эмиттер дырок, зонная диаграмма которого показана на рис.2. Этот контакт образуется между широкозонным полупроводником p-типа с большей термодинамической работой выхода и узкозонным полупроводником n-типа с меньшей термодинамической работой выхода: ∆Wp>∆Wn, Pp>Pn. В левой и правой частях рис.2 изображены зонные диаграммы до обра- 2 полупроводник p-типа W0 Ек Pp>Pn ∆Wp>∆Wn полупроводник n-типа W0 Ψp Ψ0=Ψp+Ψn=Pp−Pn Ψn Pcp Pcn Pp Pn W0 Pn Pcn Wcp Ψp ΔWc=Pcn−Pcp Wcn WFn Ψn * ∆Wp ∆Wn Ψn Wvn Wcn WFp ∆Wv Wvp ∆Wn WFn Ψp * Wvn dp dn 0 x Рис.2. Зонная диаграмма анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера дырок в состоянии термодинамического равновесия зования контакта. Поскольку термодинамическая работа выхода Pp из широкозонного полупроводника больше, чем из узкозонного Pn, то после образования контакта поток электронов будет направлен справа налево. В результате в плоскости контакта широкозонный полупроводник обогащается электронами, а узкозоный обедняется. Поэтому зона проводимости широкозонного полупроводника изгибается вниз на величину ψ p, а зона проводимости узкозонного – вверх на величину ψn. Значения ψp и ψn определяются уровнем легирования полупроводников, а их сумма всегда равна разности термодинамических работ выхода ψ0=ψp+ψn=Pp–Pn. При этом контактная разность потенциалов φ0=ψ0/q=(Pp–Pn)/q. Электрическое поле Ек направлено из полупроводника n-типа в полупроводник p-типа. Для невырожденных полупроводников внешняя работа выхода не зависит от уровня легирования, поэтому в плоскости контакта величины Pсp и Pсn должны оставаться без изменения, и следовательно, скачок энергии (на разрыве зон проводимости) должен равняться разнице в положениях дна зоны проводимости до образования контакта ΔWc=ΔWcn–ΔWcp =Pcn−Pcp. Аналогичные рассуждения справедливы и для валентной зоны. Однако в отличие от зоны проводимости на валентной зоне появляется характерный пичок, представляющий собой потенциальную яму для дырок на границе с узкозонным полупроводником. Ширина пичка маленькая и дырки легко преодолевают его за счет туннельного эффекта. 3 Разрыв валентной зоны ΔWv равен разности в положениях верха валентных зон контактирующих полупроводников на металлургической границе ΔWv=ΔWvp–ΔWvn. В отличие от p-n-гомоперехода высота потенциального барьера у гетероперехода оказывается различной для электронов Ψn*=Ψn+ΔWc+Ψp=Wcp–Wcn и дырок Ψp*=ΔWv=Wvp– Wvn. Разница в высотах барьера для электронов и дырок составляет ΔΨ=Ψn*–Ψp*=Wcp–Wcn–(Wvp–Wvn)=Wcp–Wvp–(Wcn–Wvn)= ΔWp–ΔWn, (1) т.е. равна разности запрещенных зон контактирующих полупроводников. Эта особенность гетеропереходов определяет их главное преимущество перед гомопереходами − способность создавать высокий уровень инжекции носителей одного знака и используется при создании высокоэффективных эмиттеров в биполярных транзисторах и в инжекционных лазерах. Зонная диаграмма анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера дырок при прямом смещении показана на рис.3. При этом энергия электронов в полупроводнике полупроводник p-типа W0 Pp> Pn ∆Wp>∆Wn Ек−Eп полупроводник n-типа W0 Pcp Pp Pcn Pn Wcp Ψn** ∆Wp Wcn WFn WFp ∆Wn Wvn Wvp U + Ψp** – JpD dp* 0 dn * x Рис.3. Зонная диаграмма анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера дырок при прямом смещении p-типа понижается, высота потенциального барьера для дырок уменьшается до Ψp**=Ψp**−U∙q, и дырки, преодолев сузившийся барьер, попадают в полупроводник n-типа. Потенциальный барьер для электронов также снижается, но остается большим, и электроны находятся в потенциальной яме глубиной Ψn**=Ψn**−U∙q. 4 1 . С учетом того, что элекJn 1 Jp трическое поле прямосмещенного p-n-перехода мало Е= Ек−Eп, (Eп – напряженность электрического поля, создаваемая в p-n-переходе внешним источником питания U), дрейфовыми составляющими дырочного и электронного тока можно пренебречь и 2 2 2W p J n J nD n p pi p nn ni p N d N d 2Wn N d exp , ~ exp exp 2 2 J p J pD p n ni n p p ni n N a Na 2 kT 2 kT N kT a qD p pn qDn n p qU qU exp 1 и J nD где J pD exp 1 − плотности диффузионных соLp Ln kT kT ставляющих дырочного и электронного тока, Dp~Dn – коэффициенты диффузии дырок и электронов, Lp~Ln – средние длины свободного пробега электронов в полупроводнике pтипа и дырок в полупроводнике n-типа, концентрация дырок в области p при комнатных температурах примерно равна концентрации акцепторных примесей pp≈Na, аналогично для электронов nn≈Nd, концентрация дырок и электронов в собственных полупроводниWp Wn ках pi Nv exp и ni N c exp . При расчетах использовано соотношение 2kT 2kT ni2=pi2=pn∙np, справедливое для полупроводников p и n-типов, а также формула (1). Для гетеропереходов Δψ=0.2÷0.5эВ, поэтому при T=300К exp ~10−3÷10−8 и геkT теропереход является идеальным эмиттером дырок, т.к. Na> Nd. Вольтамперная характеристика идеальных выпрямляющих анизотипных гомопереходов аппроксимируется зависимостью вида: qU I I I 0 exp 1 , kT где I0 – обратный ток, который не стремится к насыщению, а подчиняется степенной зависимости I0~│U│m. Коэффициент m при Т=300К может принимать значения в широком интервале m=0.7÷4 для несимметричных гетеропереходов. С уменьшением температуры растет m ~ T . Коэффициент η≈2 для ма0 U kT лых смещений U . С ростом U q Обратная ветвь η сначала увеличивается за счет реВАХ не выходит комбинации в области перехода, а в насыщение затем уменьшается. ВАХ выпрямляющего анизотипного гетеропереРис.4. ВАХ выпрямляющего анизотипного хода приведена на рис.4. гетероперехода Коэффициент инжекции дырочного эмиттера p 5 Зонная диаграмма анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера электронов в состоянии термодинамического равновесия приведена на рис.5. Здесь Pp> Pn, ∆Wp<∆Wn и высота потенциального барьера для электронов меньше высоты потенциального барьера для дырок Ψn*<Ψp*, а разница высоты потенциальных барьеров ΔΨ вычисляется по формуле (1). полупроводник p-типа W0 Pp> Pn ∆Wp<∆Wn полупроводник n-типа W0 Ек Pcp Pcn Pp Pn W0 Wcn WFn Pn Pcn Wcp Ψn * ∆Wp Wcn WFp Wvp ∆Wn WFn Wvn Ψp * ∆Wn Wvn dp 0 dn x Рис.5. Зонная диаграмма анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера электронов в состоянии термодинамического равновесия 6 На рис.6. изображена зонная диаграмма омического гетероперехода в состоянии термодинамического равновесия. Этот контакт образуется между узкозонным полупроводником p-типа с меньшей термодинамической работой выхода и широкозонным полупроводником n-типа с большей термодинамической работой выхода: ∆Wp<∆Wn, Pp<Pn. В левой и правой частях рис.6 изображены зонные диаграммы до образования контакта. Поскольку термодинамическая работа выхода Pn из широкозонного полупроводника больше, чем из узкозонного Pp, то после образования контакта поток электронов будет направлен слева направо. В результате в плоскости контакта со стороны полупроводника n-типа образуется область обогащенная электронами, а со стороны полупроводника p-типа область обогащенная дырками. Такие контакты с обогащенной носителями заряда зоной вблизи металлургической границы являются хорошими проводниками при любой полярности источника питания. полупроводник p-типа Pp< Pn ∆Wp<∆Wn полупроводник n-типа W0 Ек W0 W0 Pn Область обогащенная электронами Pp Wcp ∆Wp Wcn WFp Wvp WFn Область обогащенная дырками Pn Wcn WFn ∆Wn ∆Wn Wvn dp 0 Wvn dn x Рис.6. Зонная диаграмма анизотипного омического гетероперехода в состоянии термодинамического равновесия 7 В отличие от гомопереходов изотипные гетеропереходы могут быть выпрямляющими. На рис.7 показана зонная диаграмма выпрямляющего изотипного гетероперехода n-n+ в состоянии термодинамического равновесия у которого Pn>Pn+, а Wn<∆Wn+. При образовании такого контакта поток электронов будет направлен из широкозонного полупроводника в полупроводник n-типа W0 Pn>Pn+ ∆Wn<∆Wn+ полупроводник n+-типа W0 Ек Pn+ W0 Pn Wcn+ WFn+ Pn+ Wcn Ψn * Wcn+ WFn WFn+ ∆Wn Wvn ∆Wn+ ∆Wn+ Wvn+ Ψp * Wvn+ dn dn+ 0 x Рис.7. Зонная диаграмма выпрямляющего изотипного гетероперехода n-n+ эмиттера электронов в состоянии термодинамического равновесия узкозонный. В результате зона проводимости широкозонного полупроводника изгибается вверх, а узкозоного вниз. В плоскости контакта образуется потенциальный барьер в форме пичка, подобный тому, который возникает в зоне проводимости анизотипного выпрямляющего гетероперехода эмиттера электронов (рис.4). Для малых прямых смещений U<<φ0 ВАХ анизотипного n-n+ -гетероперехода можно представить в виде U I I 0 1 0 qU exp 1 . kT Для прямых смещений ток растет примерно как exp qU kT , а в обратном (U<0) увели- чивается линейно с ростом напряжения. Обратное напряжение пробоя за счет туннельного тока сквозь пичок обычно не превышает нескольких вольт. ВАХ выпрямляющего изотипного гетероперехода показана на рис.8. 8 I 0 U Рис.8. ВАХ выпрямляющего изотипного гетероперехода Изотипные гетеропереходы работают на основных типах носителей. Это позволяет использовать их в качестве детекторов и смесителей в СВЧ диапазоне. 9 На рис.9 показана зонная диаграмма выпрямляющего изотипного гетероперехода nn+ в состоянии термодинамического равновесия у которого Pp+>Pp, а Wp+>∆Wp. полупроводник p+-типа W0 Pp+>Pp ∆Wp+>ΔWp полупроводник p-типа W0 Ек Pp W0 Pp+ Wcp+ Ψn * ∆Wp+ Wcp WFp Pp ΔWp Wcp ΔWp WFp+ Wvp+ Ψp * WFp Wvp Wvp dp+ dp 0 x Рис.9. Зонная диаграмма выпрямляющего изотипного гетероперехода p+-p в состоянии термодинамического 10 На рис.10 показана зонная диаграмма изотипного омического гетероперехода p+-p в состоянии термодинамического равновесия у которого Pn<Pn+ Wn<∆Wn+. полупроводник n-типа Pn<Pn+ ∆Wn<∆Wn+ Ек W0 полупроводник n+-типа W0 W0 Pn Область обогащенная электронами Pn+ Pn+ Wcn Ψn * Wcn+ WFn WFn+ ∆Wn Wvn Wcn+ WFn+ ∆Wn+ Ψp * Область обогащенная дырками Pp Wcp dn Wvn+ ∆Wn+ dn+ 0 x Wvn+ Рис.10. Зонная диаграмма омического изотипного гетероперехода n-n+ эмиттера электронов в состоянии термодинамического равновесия
