Оптическое материаловедение и

281

Квантовые нити

В полупроводниковых структурах, где движение электронов по одной из координат ограничено, начинают проявляться эффекты квантования вдоль этой координаты. В результате свободное движение электронов из трехмерного становится двумерным, что кардинально меняет большинство электронных свойств и является причиной новых интересных эффектов, в том числе квантового эффекта Холла.

Вполне естественно сделать еще один шаг на этом пути и создать (или, по крайней мере, попытаться это сделать) одномерные электронные системы, часто называемые квантовыми нитями. Для этого необходимо иметь нечто действительно напоминающее тонкую нить, где движение электронов резко ограничено в двух направлениях из трех и лишь вдоль оси нити (будем называть ее осью х) остается свободным. При этом за счет малых поперечных размеров нити движение в плоскости yz квантуется, и его энергия может принимать лишь некоторые дискретные значения Еi :, i= 1,2,..., так что полный закон дисперсии имеет вид

гдеm~эффективная масса электронов. Видно, чтокаждому дискретному уровнюЕ,соответствует целый набор возможных состояний, отличающихсяимпульсомрх. Приэтом обычносудят необуровне,а о подзонеразмерногоквантованиясномеромi.

Как уже говорилось, переход от трех- к двумерным электронным системам раскрыл перед исследователями целую новую область с большим количеством принципиально новых физических явлений.Можнонадеяться, что то же самоепроизойдет и приновом шаге в областьодномерныхсистем.

Методы изготовления квантовых нитей

К тому времени, когда экспериментальные исследования квантовых нитей начали разворачиваться во многих лабораториях мира (а произошло это буквально несколько лет назад), технология двумерных электронных систем уже достигла высокой степени совершенства и получение таких структур методом

282

молекулярно-лучевой эпитаксии стало в достаточной степени рутинной процедурой. Поэтому большинство способов изготовления квантовых нитей основываются на том, что в системе с двумерным электронным газом (как правило, на основе гетероструктур) тем или иным способом ограничивается движение электронов еще в одном из направлений. Для этого есть несколько способов.

Рис. 23.2. Полупроводниковые гетероструктуры с квантовыми нитями, полученные с помощью субмикронной литографии за счет вытравливания узкой полоски из самой структуры (а) или щели в затворе Шоттки (б): 1 – полупроводник с широкой запрещенной зоной (например, AIGaAs); 2 – полупроводник с узкой запрещенной зоной (например, GaAs); 3 – металлический затвор. Образующийся вблизи гетерограницы узкий электронный канал показан штриховой линией. Заштрихованы области обеднения электронами

Наиболее очевидный из них – это непосредственное "вырезание" узкой полоски с помощью литографической техники (рис. 23.2, а). При этом для получения электронных нитей шириной в сотни ангстрем, где квантование энергий электронов будет заметным, необязательно делать полоски именно такой ширины, что требует литографической техники сверхвысокого разрешения. Дело в том, что на боковых гранях вытравленной полоски, как и на свободной поверхности полупроводника, образуются поверхностные состояния, создающие, как правило, слой обеднения. Этот слой вызывает дополнительное сужение проводящего канала, в результате чего квантовые эффекты можно наблюдать и в полосках большей ширины – порядка десятой доли микрона.

283

Можно поступить и иначе. Поверхность полупроводниковой структуры покрывают металлическим электродом, создающим с полупроводником контакт Шоттки и имеющим узкую щель (рис. 23.2, б). Если гетерограница находится достаточно близко от поверхности, в слое обеднения, то двумерные электроны на границе будут отсутствовать всюду, кроме узкой области под щелью. Такой тип одномерной структуры обладает дополнительным преимуществом: меняя напряжение на затворе, можно управлять эффективной шириной квантовой нити и концентрацией носителей в ней.

Плотность состояний

Все основные свойства электронных нитей определяются их законом дисперсии, т. е. зависимостью энергии от импульса, определяемой формулой

В этой связи очень интересно сравнить между собой электронные системы различных размерностей: массивные по-

(p2x + р2у)/2т и квантовые нити. Несмотря на внешнее сходство приведенных формул, разное число направлений, по которым электроны могут свободно двигаться, вызовет качественное различие почти во всех свойствах.

Важнейшей характеристикой электронной системы наряду с ее законом дисперсии является плотность состояний, т. е. число состояний в единичном интервале энергии. Поскольку электроны подчиняются принципу Паули, то плотность состояний определит то максимальноечисло электронов, котороеможет разместиться в данном интервале энергий, а уж распределение электронов по энергиям определит всеих остальныесвойства.

Основной вопрос здесь заключается в следующем: насколько должны отличаться импульсы двух электронов, чтобы они могли считаться принадлежащими к различным квантовым состояниям и не подчиняться принципу Паули? Пусть размер образца вдоль оси х равен Lx. Из соотношений неопределенности квантовой механики следует, что при этом неопределен-

284

ность импульса рх будет равна 2πћ/Lx и, следовательно, различными могут считаться состояния со значениями импульса, различающимися на 2πћ/L.Аналогичные рассуждения относятся и к другим направлениям, в которых электроны двигаются как свободные.

Теперь можно вычислить важную промежуточную характеристику системы G(E) – полное число состояний, имеющих энергию, меньшую, чем Е. В трехмерном случае:

где V – объем образца, a Vp – объем так называемого импульсного пространства, т. е. области в осях рх, ру, pz,, для которой энергия электрона (рх 2+ py2 + рz2)/2т меньше, чем Е. Легко понять, что эта область представляет собой шар радиусом c:\j2mE и объемом (4π/3)(2тЕ)3/2, так что окончательно в трехмерном случае

.

Очевидно, что G(E) образовалось суммированием всех состояний с энергиями от 0 до Е. При этом интересующая нас плотность состояний вблизи заданной энергии будет определяться производной G по энергии. Кроме того, обычно интересуются плотностью состояний в расчете не на весь образец, а на единицу объема и учитывают то, что в каждом состоянии могут находиться два электрона с противоположными спинами. Это дает окончательную формулу для трехмерной плотности состояний:

.

В двумерном случае для каждого из квантово-размерных уровней с энергией EN полное число состоянийGN(E)= m(E – EN)S/(2πћ²), S – площадь образца. Плотность состояний, которая в этом случае вычисляется на единицу площади, определяется суммой по всем уровням, энергии которых EN лежат ниже Е:

285

.

Наконец, для каждогоуровняЕi

квантовой нити длиной L и плотность состояний на единицу длины

На рис. 23.3 схематично показаны функции плотности состояний для всех обсуждавшихся случаев. Видно, что они носят качественно различный характер.

Рис. 23.3. Плотность состояний в массивном трехмерном полупроводнике (а), в двумерных электронных структурах – квантовых ямах (б) и одномерных структурах – квантовых нитях

(в)

286

В трехмерном случае плотность состояний монотонно растет с энергией, в двумерном случае имеет вид горизонтальных ступенек, а в квантовых нитях неограниченно растет каждый раз, если необходимо сделать оценку величины энергии очередного квантового уровня.

Баллистическая проводимость квантовых нитей

Обратимся к вопросу о проводимости квантовых нитей. Наиболее интересен случай коротких нитей длинойL, меньшей длины свободного пробега электронов, которая определяется рассеяниям на примесях и дефектах нити. При этом электрон, вылетев из одного контакта, долетает до другого контакта без столкновений, как снаряд, выпущенный из пушки. Такая аналогия привела к тому, что рассматриваемые структуры часто называют баллистическими.

Пусть имеется баллистическая одномерная структура, снабженная металлическими контактами, между которыми приложено напряжение V. Контакты можно рассматривать как электронные резервуары, характеризуемые химическими потенциалами µ1 и µ2 причем µ1–µ2 = eV. Для простоты будем считать температуру достаточно низкой, так что электроны в резервуарах полностью вырождены. В области энергий Е < µ2 состояния в левом и правом контактах полностью заполнены, так что электроны из этих состояний не могут создавать тока в цепи. Такой ток связан исключительно с электронами из энергетического интервала µ2 < Е <µ1, где в левом контакте есть электроны, вылетающие в нить, а состояния правого контакта пусты и способны эти электроны принять. Вычислим величину возникающего тока.

Если электрон имеет импульс рх и, следовательно, скорость рх /т, то его вклад в ток равен epx/Lm. Для получения полного тока I необходимо сложить такие вклады от всех электронов нити с энергиями в интервале от µ1 до µ2:

287

Если разность µ1–µ2 мала, то указанные электроны существуют только в подзонах с энергиями Еi < µ2, причем импульсы их лежат в интервале длиной р = eVm/p вблизи импульса

чательно имеем I = е2 VN/(2 πћ), где N – число уровней (подзон), лежащих ниже уровня химического потенциала, то есть содержащих электроны.

Итак, проводимость баллистической квантовой нити

.

Эта формула примечательна и заслуживает особого обсуждения. Она носит общий характер и не зависит ни от характеристик нити (за исключением числа заполненных уровней), ни от условий измерений. В ней не содержится ничего, кроме мировых констант – постоянной Планка и заряда электрона.

Универсальность полученной формулы проявляется и в другом. Предполагается, что электроны в рассматриваемой системе описываются моделью эффективной массы, так что их свободное движение вдоль оси нити характеризуется квадратичной зависимостью энергии от импульса. Однако формула остается справедливой и при произвольном законе диспер-

гий Е составляет

Интегрирование их произведения по интервалу энергий еV позволяет получить формулу (4.8).

288

Необходимо обратить внимание еще на один важный вопрос. Наличие конечной проводимости у системы означает, что при приложении к ней напряжения V в системе протекает ток, и происходит выделение энергии, равное σV2 в единицу времени. Это аналог эффекта Джоуля–Ленца в обычном проводнике. Физика джоулевых потерь хорошо известна: электроны, разгоняющиеся в электрическом поле, отдают энергию кристаллической решетке за счет столкновений. Но в баллистической нити электронных столкновений нет! Откуда же берутся тепловые потери? Они происходят не в самой нити, а в контактах, причем в обоих контактах поровну. Известно, что в системе вырожденных электронов ток переносится электронами на уровне Ферми. Иными словами, все электроны, поступающие в левый контакт из внешней цепи, имеют энергию µ1. Уходят же из контакта в нить электроны из интервала энергий µ2 < E < µ1, т. е. со средней энергией (µ1–µ2)/2. Таким образом, если считать, что распределение электронов в левом контакте равновесно и не меняется со временем, то каждый электрон, приходящий из внешней цепи, должен за счет рассеяния в контакте отдать кристаллической решетке энергию, в среднем равную (µ1–µ2)/2. Аналогичная ситуация и в правом контакте. В него из нити поступают электроны с энергиями от µ2 до µ1. Приходя в равновесие, они должны "остыть" до значения µ2 и тем самым отдать энергию, также в среднем равную (µ1–µ2)/2.

Если температура достаточно низка, то электроны заполняют состояния с наименьшими энергиями. В каждом состоянии, согласно принципу Паули, может располагаться по два электрона с противоположными спинами. Полное число возможных состояний можно сосчитать так же, как это было сделано при выводе формулы (4.8) для проводимости. Легко показать, что пока число электронов на единицу длины нити n меньше, чем

,

все они располагаются на первом квантовом уровне и проводимость нити σ = е2/πћ.Как только концентрация превысит указанное значение, часть электронов будет вынуждена разместиться

289

на втором уровне, и в проводимости появится дополнительный член е2/πћ, описывающий вклад этого уровня. Иными словами, проводимость возрастет скачком. Такие скачки будут происходить всякий раз, когда электроны начинают заполнять очередной уровень. В целом зависимость σ (n) должна иметь ступенчатый вид, причем высота этих ступенек равна универсальной величине е2/πћ.

Если нить не является достаточно короткой и высококачественной, то электрон на пути от контакта до контакта может испытать рассеяние на примеси или ином дефекте нити. Такое рассеяние является упругим, т. е. происходит без изменения энергии. Если электрон остается на том же квантовом уровне EN, то упругое рассеяние можно осуществить лишь одним образом: сменив импульс рх вдоль оси нити на –рх, т. е., повернув строго назад. Естественно, что ток при этом уменьшается. Если для электрона N-го уровня вероятность такого отражения равна RN, то вместо формулы (4.8) получим

(

4.9)

За счет зависимости коэффициентов отражения RN от энергии электронов, а также за счет теплового размытия функции распределения носителей ступеньки, определяемые формулой (4.9), могут быть несколько размыты, однако в реальных высококачественных структурах они могут наблюдаться очень отчетливо.

Экспериментальные исследования описанного квантования проводимости в коротких нитях обычно проводятся на структурах, представляющих собой, строго говоря, не нить как таковую, а так называемый точечный контакт, т. е. узкую перемычку, соединяющую между собой два участка двумерного электронного газа достаточно большой площади. Формально это нить, имеющая длину, сравнимую с её шириной, причем последняя имеет достаточно малую величину. Квантование проводимости должно наблюдаться и в таких структурах (это неудивительно, поскольку окончательная формула (4.9) не содержит

290

никаких конкретных параметров, описывающих размеры и форму нити). На рис.23.3 показаны результаты одного из первых наблюдений квантования проводимости в точечном контакте, полученные в 1988 г.

Рис. 23.4. Экспериментальная зависимость проводимости квантовой нити (точечного контакта) от напряжения на затворе, определяющего концентрацию носителей.

Практическое применение квантовых нитей

Исследования квантовых нитей будут продолжены, и возможности практического приборного применения подобных структур изучены еще недостаточно. Четко просматривается пока одна такая область, связанная с полупроводниковыми лазерами.

Для работы лазера в режиме генерации необходимо, чтобы усиление света в резонаторе было больше полных потерь. При равенстве полных потерь в резонаторе для достижения порога генерации нужно инжектировать в активную область лазера тем меньше носителей, чем больше плотность состояний вблизи края зоны. Это означает, что для уменьшения порогового тока (важнейшей характеристики инжекционных лазеров, которую желательно делать как можно меньше) следует иметь структуру с высокой плотностью состояний. В свое время значительный прогресс в создании лазеров был связан с использованием полупроводниковых структур, содержащих квантовые ямы. Причина этого становится ясной после сравнения рис. 23.3, а и б откуда следует, что плотность состояний вблизи

291

края зоны в квантовых ямах имеет конечную величину, т. е. значительно превосходит плотность состояний в массивном полупроводнике, обращающуюся в нуль на краю. Рис. 23.3, в указывает на то, что в квантовых нитях можно ожидать еще большего улучшения характеристик лазеров из-за обращения плотности состояний в бесконечность. Разумеется, в реальных структурах из-за уширения квантовых уровней за счет рассеяния носителей плотность состояний будет иметь конечное значение, но тем не менее в квантовых нитях высокого качества можно рассчитывать на дальнейшее снижение порогового тока.

Будущие исследования квантовых нитей, безусловно, откроют и другие перспективы их приборного применения.

292

Лекция 24 Физические принципы получения квантовых ям

Физические принципы получения квантовых ям

Простейшая квантовая структура, в которой движение электрона ограничено в одном направлении, – это тонкая пленка или просто достаточно тонкий слой полупроводника. Именно на тонких пленках полуметалла висмута и полупроводника InSb впервые наблюдались эффекты размерного квантования. В настоящее время квантовые структуры изготовляют иначе. Познакомимся с основными приемами современной нанотехнологии, однако прежде необходимо рассмотреть структуру энергетического спектра полупроводников. Этот спектр состоит из разрешенных и запрещенных энергетических зон, которые сформированы из дискретных уровней атомов, образующих кристалл.

293

Самая высокая энергетическая зона называется зоной проводимости. Ниже зоны проводимости расположена валентная зона, а между ними лежит запрещённая зона энергий. У одних полупроводников запрещённые зоны широкие, а у других более узкие. Что произойдет, если привести в контакт два полупроводника с различными запрещенными зонами (граница таких полупроводников называется гетероструктурой). На рис. 6.1 видно такую границу узкозонного и широкозонного полупроводников. Для электронов, движущихся в узкозонном полупроводнике и имеющих энергию меньше E2c, граница будет играть роль потенциального барьера. Два гетероперехода ограничивают движение электрона с двух сторон и образуют потенциальную яму.

Рис. 6.1. Энергетические зоны на границе двух полупро- водников–гетероструктуре.

Ес иЕυ– границы зоны проводимости и валентной зоны,Еg – ширина запрещенной зоны.

Электрон с энергией меньшеE2c(уровень показан темным) можетнаходитьсятолькосправаотграницы

Таким способом и создают квантовые ямы, помещая тонкий слой полупроводника с узкой запрещенной зоной между двумя слоями материала с более широкой запрещенной зоной. В результате электрон оказывается запертым в одном направлении, что и приводит к квантованию энергии поперечного движения. В то же время в двух других направлениях движение электронов будет свободным, поэтому можно сказать, что электронный газ в квантовой яме становится двумерным. Таким

294

же образом можно приготовить и структуру, содержащую квантовый барьер, для чего следует поместить тонкий слой полупроводника с широкой запрещенной зоной между двумя полупроводниками с узкой запрещенной зоной.

Для изготовления подобных структур разработано несколько совершенных технологических процессов, однако наилучшие результаты в приготовлении квантовых структур достигнуты с помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии. Для того чтобы с помощью этого метода вырастить тонкий слой полупроводника, нужно направить поток атомов или молекул на тщательно очищенную подложку. Несколько потоков атомов, которые получаются испарением вещества из отдельных нагретых источников, одновременно летят на подложку. Чтобы избежать загрязнения, выращивание структуры производят в глубоком вакууме. Весь процесс управляется компьютером, химический состав и кристаллическая структура выращиваемого слоя контролируются в процессе роста. Метод молекулярнолучевой эпитаксии позволяет выращивать совершенные монокристаллические слои толщиной всего несколько периодов решетки (напомним, один период кристаллической решетки составляет около 2 Å).

Чрезвычайно важно, чтобы периоды кристаллических решеток двух соседних слоев, имеющих различный химический состав, были почти одинаковыми. Тогда слои будут точно следовать друг за другом, и кристаллическая решетка выращенной структуры не будет содержать дефектов. С помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии можно получить очень резкую (с точностью до монослоя) границу между двумя соседними слоями, причем поверхность получается гладкой на атомном уровне. Квантовые структуры можно выращивать из различных материалов, однако наиболее удачной парой для выращивания квантовых ям являются полупроводник GaAs – арсенид галлия и твердый раствор AlxGa1-x As, в котором часть атомов галлия замещена атомами алюминия. Величина X – это доля атомов галлия, замещенных атомами алюминия, обычно она изменяется в пределах от 0,15 до 0,35. Ширина запрещенной зоны в арсениде галлия составляет 1,5 эВ, а в твердом растворе AlxGa1-xAs она

295

растет с увеличением х. Так, при х = 1, т. е. в соединении AlAs, ширина запрещенной зоны равна 2,2 эВ. Чтобы вырастить квантовую яму, необходимо во время роста менять химический состав атомов, летящих на растущий слой. Сначала нужно вырастить слой полупроводника с широкой запрещенной зоной, т. е. AlxGa1-xAs, затем слой узкозонного материала GaAs и, наконец, снова слойAlxGa1-x As. Энергетическую схему приготовленной таким образом квантовой ямы см. рис. 6.2. В ней находятся только два дискретных уровня, а волновые функции на границе ямы не обращаются в нуль. Значит, электрон можно обнаружить и за пределами ямы, в области, где полная энергия меньше потенциальной. Конечно, такого не может быть в классической физике, а в квантовой физике это возможно.

Рис. 6.2. Квантовая яма, сформированная в слое полупроводника с узкой запрещенной зоной, заключенном между двумя полупроводниками, обладающими более широкой запрещенной зоной

На рис. 6.3 показаны квантовые точки, созданные на границе раздела арсенида галлия и арсенида алюминия–галлия. В процессе роста в полупроводник AlGaAs были введены дополнительные примесные атомы. Электроны с этих атомов уходят в полупроводник GaAs, т. е. в область с меньшей энергией. Но они не могут уйти слишком далеко, так как притягиваются к покинутым ими атомам примеси, получившим положительный заряд. Практически все электроны сосредоточиваются у самой гетерограницы со стороныGaAs и образуют двумерный газ. Процесс формирования квантовых точек начинается с нанесения на поверхность AlGaAs ряда масок, каждая из которых имеет форму круга. После этого производится глубокое травление, при котором удаляется весь слой AlGaAs и частично слой GaAs (рис. 6.3). В результате электроны оказываются за-

296

пертыми в образовавшихся цилиндрах. Диаметры цилиндров имеют порядок 500 нм.

Рис. 6.3. Квантовые точки, сформированные в двумерном электронном газе на границе двух полупроводников

В квантовой точке движение ограничено в трех направлениях, и энергетический спектр полностью дискретный, как в атоме. Поэтому квантовые точки называют еще искусственными атомами, хотя каждая такая точка состоит из тысяч или даже сотен тысяч настоящих атомов. Размеры квантовых точек (можно говорить также о квантовых ящиках) порядка нескольких нанометров. Подобно настоящему атому, квантовая точка может содержать один или несколько свободных электронов. Если один электрон, то это аналогично – искусственному атому водорода, если два – атом гелия и т. д.

Кроме простого нанесения рисунка на поверхность полупроводника и травления для создания квантовых точек, можно использовать естественное свойство материала образовывать маленькие островки в процессе роста. Такие островки могут, например, самопроизвольно образоваться на поверхности растущего кристаллического слоя. Существуют и другие технологии приготовления квантовых ям, нитей и точек, которые на первый взгляд кажутся очень простыми. Не нужно, однако, забывать, что речь идет о необычных масштабах – все фигурирующие здесь размеры значительно меньше длины световой волны.

Резонансный туннельный диод

Квантовая механика предсказывает совершенно неожиданное поведение частиц, налетающих на потенциальные барьеры. Как обстоит дело в классической физике? Если полная энер-

297

гия частицы меньше потенциальной энергии в области барьера, то эта частица отражается и затем движется в обратном направлении. В этом случае, когда полная энергия превышает потенциальную, барьер будет преодолен. Квантовая частица ведет себя иначе: она преодолевает барьер подобно волне. Даже если полная энергия меньше потенциальной, есть вероятность преодолеть барьер. Это квантовое явление получило название «туннельный эффект». Оно используется в резонансном туннельном диоде.

Энергетическая схема этого прибора показана на рис. 6.4. Он состоит из двух барьеров, разделенных областью с малой потенциальной энергией. 0бласть между барьерами – это как бы потенциальная яма, в которой есть один или несколько дискретных уровней. Характерная ширина барьеров и расстояние между ними составляют несколько нанометров. Области слева и справа от двойного барьера играют роль резервуаров электронов проводимости, к которым примыкают контакты. Электроны занимают здесь довольно узкий энергетический интервал. В приборе используется следующая особенность двойного барьера: его туннельная прозрачность имеет ярко выраженный резонансный характер. Поясним природу этого эффекта.Предположим, что прозрачность каждого барьера мала. Это, однако, не означает, что одновременно будет мала и вероятность туннелирования через двойной барьер. Оказывается, что в том случае, когда энергия электронов, налетающих на барьеры, равна энергии дискретного уровня, туннельная прозрачность резко возрастает. Механизм резонансного туннелирования следующий: электрон, проникший в область между барьерами, надолго задерживается там, в результате многократного отражения от левого и правого барьеров существенно возрастает вероятность туннелирования. Одновременно можно сказать, что при резонансе из-за интерференции волн во внутренней области гасится волна, отражающаяся от двойного барьера. Следовательно, волна, упавшая слева, полностью проходит направо.

298

Рис. 6.4. Схема работы и резонансного туннельного диода: а – разность потенциалов равна нулю; б – на прибор noдано резонансное напряжение, при котором ток максимальный; в – напряжение больше резонансного; г – вольт-амперная характеристика. Пунктиром показан энергетический уровень в области между двумя барьерами, сплошной линией – уровни электронов в области контактов

Рассмотрим работу резонансного диода. Ток, протекающий через двойной барьер, зависит от величины приложенного напряжения. Заметим, что потенциал в нашем приборе падает главным образом в области двойного барьера, так как области слева и справа от него обладают высокой проводимостью. Если приложенное напряжение мало и энергия электронов, налетающих на барьер слева, меньше энергии дискретного уровня, то прозрачность барьера и, следовательно, протекающий ток будут малы. Ток достигает максимального значения при таких напряжениях, когда энергия электронов равна энергии дискретного уровня (рис. 6.4, б). При более высоких напряжениях энергия налетающих электронов станет больше энергии дискретного уровня и туннельная прозрачность барьера уменьшится (рис. 6.4, в). При этом ток также уменьшится. На вольт-амперная характеристике резонансного туннельного диода (рис. 6.4), г. видно, что имеется максимум (если в области между барьерами не один, а несколько дискретных уровней, то и максимумов будет несколько). Справа от максимума кривая I(V) имеет падающий участок, где ток убывает с ростом напряжения. Можно еще ска-

299

зать, что на вольтамперной характеристике имеется участок отрицательного дифференциального сопротивления. Благодаря этому в электронных схемах резонансный диод может использоваться не только как выпрямитель, но и выполнять самые разнообразные функции. Если к центральной области резонансного диода подвести контакт; через который можно управлять положением дискретного уровня, получится новый прибор – транзистор. Из таких транзисторов, по-видимому, и будут строиться интегральные схемы новых поколений.

Резонансный туннельный диод – это первое реальное устройство с квантовой ямой и барьерами. Он был создан Лео Эсаки и Чангом в 1974 г. Идея прибора была предложена раньше Л. Иогансеном в 1963 г.

Лазеры на гетеропереходах

Лазеры на основе односторонних гетероструктур

Для уменьшения токовых и оптических потерь при лазерной генерации используется гетеропереход, в котором n- полупроводником является широкозонный полупроводник, а р- полупроводником -узкозонный. При этом, даже при использовании невырожденных полупроводников, при прямом напряжении, превышающем ширину запрещенной зоны узкозонного по-

300

лупроводника, в р- области будет иметь место инверсия населенностей.

С целью уменьшения пороговой плотности тока с помощью эпитаксиальной технологии были созданы лазеры на гетероструктурах. В односторонней гетероструктуре (рис. 6.1а) на слой GaAs р-типа, непосредственно примыкающий к активной области а наращивается слой более широкозонного полупроводника GaAlAs р-типа.

В такой структуре электроны, прошедшие через активную область и не прореагировавшие с дырками, оказываются не в состоянии перейти в зону проводимости широкозонного р- GaAlAs полупроводника из-за наличия потенциального барьера высотой ∆W. В связи с этим электроны будут отражаться от этого потенциального барьера и вновь поступать в активную область, где с высокой вероятностью будут рекомбинировать с дырками. В результате существенно увеличивается квантовая эффективность процесса генерации.

Рис. 6.1.Структура с односторонней гетероструктурой (а), ее зонная диаграмма (б) и профили распределения показателя преломления (в)

Кроме того, в гетероструктуре наблюдается волноводный эффект. Действительно, в трехслойной структуре (рис. 6.2)