Гетеропереходы

В физике полупроводников под гетеропереходом понимают электрический переход между кристаллическими полупроводниками с различной шириной запрещенной зоны.

Гетеропереходы можно получить, наращивая монокристальный слой одного из полупроводников на монокристальной же подложке другого полупроводника с помощью специальных методов. Такое наращивание без существенного нарушения монокристальной струк­туры возможно, разумеется, не для всякой пары полупроводников, так как для этого необходимо определенное соответствие между кристаллическими решетками. Гетеропереходы можно создать, используя пары полупроводников Ge – GaAs, GaAs – Ga_хAl_1-хAs, GaAs – GaAs_хР_1-х, CdTe – CdSe и др. В зависимости от содержа­щихся примесей оба полупро­водника могут иметь как оди­наковый тип проводимости («изотипные гетеропереходы», напри­мер, структуры n–n⁺, р–р⁺ и т. д.), так и разный («анизотипные» переходы р–n, р–n⁺ и др.).

Энергетические диаграммы ге­теропереходов, описывающие из­гиб энергетических зон и возни­кающие потенциальные барьеры, имеют особенности по сравнению с таковыми для гомопереходов. Эти диаграммы можно построить следующим образом. Рассмотрим, для определен­ности, анизотипный переход, об­разованный широкозонным по­лупроводником р-типа и узко­зонным n-типа. Энергетическая диаграмма обоих полупроводни­ков до образования перехода показана на рис. 8.10, а. После создания гетероперехода получается энергетическая диаграмма, изображенная на рис. 8.10, б. В отсутствие тока, как всегда, уровень Ферми в обоих полупро­водниках становится одинаковым и между ними возникает кон­тактная разность потенциалов u _к = (Ф₁–Ф₂)/е. Уровень энер­гии в вакууме теперь изображается кривой E ₀ = –e j (x), где j (х) – электростатический потенциал, создаваемый слоями объ­емного заряда у границы. Откладывая от уровня E ₀ вниз отрез­ки c ₁ и, соответственно, c ₂, мы получим энергию дна зоны про­водимости в обоих полупроводниках. Так как c ₁ и c ₂ в общем случае различны, то на границе перехода х = 0, в отличие от гомопереходов, возникает разрыв в зоне проводимости D Е _С = Е _с(+ 0) – Е _с(–0). Аналогично откладывая в левой и правой частях диаграммы отрезки E _gl и, соответственно, E _g2 от уровня Е _с, (x)_t мы найдем края дырочных зон E _v (x). И здесь в плоскости х = 0 образуется разрыв D E _V = E _v(+0) – E _v(–0), В зависимо­сти от соотношения между электронным сродством c ₁ и c ₂ с одной стороны и шириной запрещенных зон Е_g1 и E_g2, с другой, эти раз­рывы могут иметь либо вид «стенки» (D Е _С на рис, 8.10, б), либо вид «крюка» (D E _V на рис. 8.10, б).

На рис. 8.11 показан другой пример – изотипного n–n гетероперехода (тоже в равновесии). Здесь «крюк» возникает в зоне проводимости, а «стенка» – в валент­ной зоне. При этом уровень Ферми в области разрыва D Е _С попадает в зону проводимости, так что в этом слое электронный газ оказывается вы­рожденным.

Ход краев зон Е _с(х) и Е _v(х) в областях объемного заряда, а следовательно, и разрывы зон D Е _С и D E _V можно определить из следующих со­ображений. Полная контактная раз­ность u _к распределяется между обои­ми полупроводниками на части u _k1 и u _k2 (рис. 8.10). Если известны при­меси в обоих полупроводниках (их концентрации и энергетические уров­ни), то можно вычислить объемный заряд r(j) как функцию потенциала j и затем, интегрируя уравнение Пуассона, найти пространственное распределение потен­циала j ₁(x, u _k1) и j ₂(x, u _k2) в каждом из полупроводников. Эти распределения будут зависеть также от u _kl и, соответственно, u _k2, входящих через граничные условия. Тогда из условия непрерыв­ности нормальной составляющей электрической индукции на границе раздела

(5.123)

можно найти u ₁и u ₂, a следовательно, и распределение потенциала, и изгиб энергетических зон.

Поясним сказанное на примере р – n гетероперехода, изобра­женного на рис.8.10. Положим для простоты, что в полупроводниках имеются мелкие, полностью ионизованные доноры и акцепторы, и обозначим концентрации дырок и электронов в глубине полу­проводников через р₀ и, соответственно, n₀. В рассматриваемом случае в обоих полупроводниках возникают обедненные слои объемного заряда, и поэтому мы используем приближение полностью истощенного слоя. Тогда мы можем сразу воспользоваться результатами, однако с учетом того, что в данном случае диэлектрические проницаемости в обеих областях различны. Соот­ветственно вместо формул (VI.9.8) мы получим

(р-область),

(n-область), (5.124)

где u ₁ и u ₂ – значения потенциала при х = – d ₁ и x = d ₂ Подставляя (5.124) в условие (5.123), находим

(5.125)

Далее, полагая в формулах (5.124) х = 0, имеем

(5.126)

Отсюда, с учетом формулы (5.125), получаем

(5.127)

Полная контактная разность потенциалов равна

(5.128)

Из формул (5.128) и (5.125) находим толщину слоев объемного заряда:

(5.129)

Соотношения (5.124)–(5.129) полностью определяют распределение потенциала j (х), изгиб энергетических зон – еj (х), толщину слоев объемного заряда d ₁ и d ₂ и отношение контактных разностей потенциалов u _k1/ u _k2 в обоих полупроводниках.

Применение гетеропереходов в не­которых полупроводниковых прибо­рах может оказаться более выгодным, нежели использование гомопереходов. Так, в гетеропереходах мож­но осуществить одностороннюю инжекцию, при которой только одна из областей гетероперехода будет обогащаться носителями заряда. Коэффициент инжекции таких переходов можно сделать близкой к единице.

Создавая гетеропереход типа широкозонный полупроводник n-типа – тонкий слой узкозонного полупроводника – широкозон­ный полупроводник р-типа и прикладывая к нему большое поло­жительное смещение, оказывается возможным легче осуществить высокий уровень инжекции в среднем слое, нежели в обычных гомопереходах. Это обстоятельство важно для создания полупро­водниковых квантовых генераторов (лазеров).

Гетеропереходы позволяют создать фотоэлементы с резко огра­ниченной спектральной полосой чувствительности (и повысить их коэффициент полезного действия), а также и другие полупроводниковые приборы.

Недостатком гетеропереходов является гораздо более сложная технология их изготовления по сравнению с гомопереходами.