Содержание к диссертации
Введение
1 Структуры с 5-легированием и замороженная фотопрово димость 11
1.1. Структуры с J-легированием 11
1.2. Замороженная фотопроводимость в структурах с слоями 14
1.3. Резонансные поляронные и фононные особенности в туннельных спектрах 17
2 Образцы и методы исследований 21
2.1. Структуры с (5-слоем 21
2.2. Туннельная спектроскопия 24
2.3. Экспериментальные методики 30
3 Экспериментальное исследование эффекта замороженной туннельной фотопроводимости 36
3.1. Первые наблюдения замороженной туннельной фотопроводимости. Описание эффекта 36
3.2. Зависимость эффекта замороженной туннельной фотопроводимости от времени и энергии кванта облучения при различных размерах туннельных затворов 40
3.3. Температурные зависимости эффекта замороженной туннельной фотопроводимости 42
4 Анализ экспериментальных данных 49
4.1. Оценки прохождения излучения в структуре Al/6-GaAs . 49
4.2. Предположения о влиянии облучения на процессы в А\/5-GaAs 51
4.3. Механизм возникновения эффекта замороженной туннельной фотопроводимости 53
4.4. Участие примесных центров 58
5 Применение эффекта замороженной туннельной фотопроводимости для исследования резонансного взаимодействия с LO-фононами 66
5.1. Изменение состояния двумерной электронной системы за счёт эффекта замороженной туннельной фотопроводимости . 66
5.2. Отражение электронов при туннелировании 69
Заключение 80
Список использованных источников 90
- Замороженная фотопроводимость в структурах с слоями
- Туннельная спектроскопия
- Зависимость эффекта замороженной туннельной фотопроводимости от времени и энергии кванта облучения при различных размерах туннельных затворов
- Предположения о влиянии облучения на процессы в А\/5-GaAs
Введение к работе
Актуальность темы На протяжении последних лет акценты в интересе к полупроводниковым структурам сместились в сторону нанотехнологий. Современные способы получения таких систем (например, метод молекулярно-лучевой эпитак-сии [1]) позволяют получать системы с квантовыми точками, напряжёнными слоями, дельта-слоями и пр. Структуры с предельно неоднородным (дельта-, 8-) легированием [2,3] вызывают огромный интерес для фундаментальных исследований в области физики твёрдого тела, а также при отработке новых способов изготовления полупроводниковых структур. С практической точки зрения, эти структуры перспективны для создания высокоэффективных электронных устройств. Однако, формирование 5-слоя, находящегося в полупроводнике вблизи (около 20 нм) высококачественной границы с металлом, связано с рядом трудностей. Поэтому, изучению таких структур уделено крайне мало внимания.
Данная работа посвящена исследованию влияния внешнего излучения на электронную систему в приповерхностном 8-слое таких структур. Исследуемые GaAs структуры с ^-легированным кремнием слоем (Al/dsi-GaAs) обладают важным свойством: практически монослойная легирующая примесь кремния создаёт потенциальную яму в однородном (от границы с металлом до подложки) объёме полупроводника, и туннельно-проз-рачный барьер между А1 и #-слоем позволяет контролировать изменение
5 как заполненных, так и пустых подзон в этой квантовой яме через туннельный ток.
Эффект замороженной, или удержанной (persistent), фотопроводимости (ЗФП) наблюдался, как правило, в n-легированных GaAs и AlGaAs структурах. ЗФП проявляется в виде изменения проводимости после облучения образца излучением видимого, инфракрасного или рентгеновского диапазонов [2]. В литературе этот эффект объяснялся за счёт влияния примесных состояний: DX-центров, ЕЬ2-центров, глубоких уровней, примесных уровней в подложке, барьерных примесей. Подавляющее большинство таких работ было выполнено с помощью магнитотранспортных измерений, не позволяющих получить информацию о незаполненных подзонах и проследить за изменением потенциального профиля структур вне области проводящих каналов. При этом, эффект ЗФП определялся, в основном, по изменениям в концентрации носителей. Туннельная структура типа Al/6-GaAs является наиболее подходящим объектом для исследования эффекта ЗФП в d-слоях. Преимущества такой системы заключаются в следующем. Кроме возможности анализа спектра как пустых, так и заполненных состояний в двумерной электронной системе -слоя, через туннельное сопротивление можно контролировать изменения потенциального барьера на границе между алюминием и <5-слоем, возникающие после подсветки. Как показали расчёты, по туннельным спектрам возможно отличить изменения (после засветки) числа заряженных центров в объёме полупроводника от ионизации DX-центров в самом -слое.
В связи с вышеизложенным, целью работы являлось изучение состо-
яний двумерной электронной системы J-слоя после облучения и получение информации о механизмах, определяющих свойства носителей в двумерной электронной системе после подсветки излучением видимого или инфракрасного диапазонов и, используя обнаруженный эффект замороженной туннельной фотопроводимости (ЗТФП), исследовать резонансные особенности, связанные с поляронным взаимодействием между разными уровнями размерного квантования двумерного электронного газа (ДЭГ) в квантовой яме #-слоя.
В соответствии с целью исследования были поставлены следующие конкретные задачи:
Использовать метод туннельной спектроскопии для изучения поведения как заполненных, так и пустых подзон в квантовой яме J-слоя в режиме ЗТФП.
Использовать излучение красного и ближнего инфракрасного диапазонов с энергиями hv ~ 2 и ~ 1.3 эВ, соответственно, что больше и меньше ширины запрещённой зоны в GaAs при температуре 4.2 К, составляющей 1.52 эВ.
Исследовать зависимость величины эффекта ЗТФП от геометрии туннельных контактов.
Определить температурную зависимость эффекта ЗТФП и найти критическую температуру, при которой эффект исчезает.
Провести анализ полученных экспериментальных данных, сравнить
7 их с теоретическими расчётами и предложить механизмы образования и исчезновения эффекта.
6. Изучить резонансные поляронные эффекты в ДЭГ квантовой ямы J-слоя, используя режим ЗТФП как инструмент для изменения меж-подзонных энергий.
Положения, выносимые на защиту.
Обнаружение эффекта замороженной туннельной фотопроводимости, заключающегося в сгущении пустых подзон к заполненным состояниям после засветки структуры Al/5-GaAs при низких температурах.
Обнаружение влияния энергии кванта излучения на эффект замороженной туннельной фотопроводимости.
Эффект замороженной туннельной фотопроводимости существует лишь при температурах ниже критической Тс — 45 ± 3 К.
Доказательство равномерности сдвига уровней при изменении зарядового состояния доноров в самом 5-слое.
Наблюдение отражения электронов на пороге эмиссии LO-фононов при туннелировании в двумерную электронную систему с помощью эффекта замороженной туннельной фотопроводимости.
Научная новизна. Благодаря технике туннельной спектроскопии [4] и высококачественным туннельным структурам Al/5-GaAs, впервые наблюдался и описан эффект
8 замороженной туннельной фотопроводимости (ЗТФП); проведены исследования влияния энергии кванта излучения на этот эффект; определена зависимость ЗТФП от температуры и найдена критическая температура эффекта; проведены сравнения экспериментально полученных данных с результатами самосогласованных расчётов для структур с (^-слоями; показано, что эффект ЗТФП зависит как от числа заряженных центров в объёме GaAs, так и от величины заряда на границе эпитаксиального слоя и подложки. При этом, влияние фотоионизации DX-центров на электронный спектр двумерных подзон отличается от ЗТФП, приводя к равномерному сдвигу подзон в (5-слое. В туннельной системе Al/J-GaAs при подстройке уровней в режиме ЗТФП впервые наблюдались эффекты отражения электронов на пороге эмиссии LO-фононов.
Достоверность полученных результатов не вызывает сомнений, подтверждена исследованиями на большом количестве образцов и теоретическими расчётами. Часть результатов согласуется с рядом исследований, выполненными как при участии автора, так и другими научными группами.
Практическая значимость диссертации обусловлена следующим. В результате облучения, состояния незаполненных уровней меняются на десятки мэВ. Это позволяет, в принципе, создать на основе туннельных S-легированных структур, например, высокоэффективные фотоэлектрические приёмники. Благодаря тому, что замороженные состояния сохраняются при гелиевых температурах в течение продолжительного времени (изменения не превышают 0.1% в час), на основе таких систем возможно
9 создание элементов памяти. Засветка, так же как, например, магнитное
поле или давление, может применяться в качестве инструмента воздействия на электронную систему, вызывая эффект ЗТФП. Это, в частности, продемонстрировано в представляемой работе.
Автор внёс значительный личный вклад в исследование эффекта ЗТФП, как то:
Изготовление и модернизация частей экспериментальной установки.
Усовершенствование методики измерений, отбор и монтаж образцов.
Получение экспериментального материала при исследовании обнаруженного с его участием эффекта замороженной туннельной фотопроводимости.
Создание методики компьютерной обработки полученных экспериментальных данных и оценки ошибок.
Самосогласованные расчёты были выполнены автором по программе В.А. Кокина. Некоторые расчёты были проведены М.Н. Фейгиновым. Эксперименты с СОг-лазером выполнены Н.А. Мордовцом. Эксперименты под давлением проводились Е.М.Дижуром и А.Н.Вороновским при участии автора.
Апробация работы и публикации. Результаты диссертации были доложены на российских и международных конференциях: II всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и полупроводниковой опто- и наноэлектронике (С.-Петербург, 2000); Нанофотоника (Н. Новгород, 2001); International Symposium Nanostructures: Physics and Technology
10 (St. Petersburg, Russia, 2001 — 2006); Российская конференция no физике
полупроводников (H. Новгород, 2001, С.-Петербург, 2003, Москва, 2005); 3rd International Conference 'Physics of low-dimensional structures - 3' (Cher-nogolovka, Moscow District, Russia, 2001); International Conference on the Physics of Semiconductors (Edinburg, Scotland, UK, 2002, Vienna, Austria, 2006); 15th International Conference on High Magnetic Fields in Semiconductor Physics (Oxford, UK, 2002); 2nd Asian Conference on High Pressure Research (Nara, Japan, 2004); 16th International Conference on Electronic Properties of Two-dimensional Systems (Albuquerque, New Mexico, 2005); на семинаре "Сильно коррелированные электронные системы и квантовые критические явления" (Троицк, Московская, обл 2005, 2006); на VIII Международной Школе-семинаре молодых ученых "Проблемы физики твердого тела и высоких давлений" (Сочи, 2004); на конкурсах молодых специалистов ИРЭ РАН (2003 - 2005).
Замороженная фотопроводимость в структурах с слоями
Эффект замороженной, или удержанной (persistent), фотопроводимости (ЗФП) наблюдается, как правило, в n-легированных GaAs и AlGaAs структурах. ЗФП проявляется в виде изменения проводимости после облучения образца излучением видимого, инфракрасного или рентгеновского диапазонов. В структурах с -слоями эффект ЗФП наблюдается при температурах ниже 100 К (см., например, [16]). Как было известно из литературы, в режиме ЗФП положение заполненных двумерных подзон может быть изменено. Этот эффект хорошо известен для систем с (5-слоями, лежащими в глубине GaAs (см., например, [17,18]). В таких структурах в результате засветки увеличивается концентрация ЩБ ДЭГ при гелиевых температурах. При этом, заполнение 2D подзон в режиме ЗФП определялось из магнитотранспортных измерений. Причина увеличения Пго в (5-легированных структурах в режиме ЗФП оставалась не вполне ясной. Несмотря на интенсивные многочисленные исследования, эффект ЗФП в «5-слоях до сих пор не имеет единой удовлетворительной модели. Этот эффект объяснялся влиянием примесных состояний, таких как ЕЬ2-центры, глубокие уровни, примесные уровни в подложке, барьерные примеси поверхностные состояния и пр. [16,19-21]. Даже если ограничиваться случаем GaAs структур с 5-легированием кремнием, то можно проследить, на примере наиболее существенных работ, как менялись представления о природе ЗФП. В 1992 году, в работе [19] впервые наблюдали эффект ЗФП на одиночном -легированном слое GaAs(Si) с помощью метода вольт-фарадных профилей при температурах от 300 до 77 К и объясняли его захватом носителей на DX-центры. Позднее, в 1995 году, авторы [16], измеряя холловскую концентрацию -легированных кремнием GaAs образцов с различной концентрацией примеси после засветки ИК-светом в диапазоне температур от комнатных до гелиевых, сделали вывод о том, что эффект ЗФП вызывается пространственным разделением заряда, приводящего к образованию дырочного проводящего канала в приповерхностной области полупроводника.
Другие группы, например [21], исследуя ЗФП в одиночных и двойных 6-сяоях при азотной и гелиевой температурах, пришли к выводу, что эффект возникает из-за наличия поверхностного потенциала, приводящего к разделению электрон-дырочных пар после освещения межзонным светом. В работе [22] 1998 года исследовались зависимости холловской подвижности и проводимости "глубокого" #-слоя от температуры в режиме ЗФП. Найденная критическая температура Тс = 50 К эффекта ЗФП объяснялась захватом на глубокие дефекты (вакансии Ga или As с энергией активации порядка 0.5 эВ) в GaAs, не связанные с легирующей примесью в 5-слое. t В одной и последних на эту тему работ [23] измеряли холловскую электронную концентрацию и проводимость при 77 К как функцию времени засветки. Образец Al Gai- As (х = 0.15) -легированный Si, непрерывно облучался монохромным светом с энергиями фотонов ниже ширины зоны и чуть выше. В случае межзонной засветки, происходила оптическая ионизация DX-центров. Авторы связывали опустошение DX-центров с захватом дырок, образованных светом на отрицательно заряженные DX-ионы и отмечали важность эффектов корреляции пространственного распределения примесей. Использованные в цитируемых работах методы не позволяют анализировать энергетический спектр незаполненных уровней J-слоя.
Структура 20-подзон приповерхностного 6-слоя может быть охарактеризована с помощью туннельной спектроскопии, но такие исследования в режиме ЗФП до настоящего времени не проводились. Туннельная структура типа Al/#-GaAs является наиболее подходящим объектом для исследования эффекта ЗФП в 5-слоях. Преимущество этой структуры заключаются в возможности через туннельное сопротивление контролировать изменения потенциального барьера, и, следовательно, поверхностных состояний на границе между А1 и 5-слоем, возникающие после подсветки. Потенциальный профиль приповерхностного tf-слоя со стороны объёма GaAs зависит от зарядового состояния примесей. Поэтому, анализ спектра пустых и заполненных состояний в ДЭС -слоя может позволить отличить возникающие после подсветки изменения числа заряженных центров в объёме полупроводника от ионизации DX-центров в самом S-слое. По исследованиям "глубоких" J-слоёв было невозможно судить о том, в какой части структуры 6-Ga As происходит изменение зарядового состояния примесей в режиме ЗФП.
Туннельная спектроскопия
Близость #-слоя к разделу металл-полупроводник позволяет измерять туннельный ток в таких структурах. При положительном напряжении между (З -слоем и А1 затвором ("+" на А1), электроны туннелируют из заполненных подзон в металлический электрод. При отрицательном напряжении, идёт туннелирование во все подзоны ниже уровня Ферми в металле. Эти процессы схематически показаны на Рис. 2.3. Как показано на Рис. 2.2, в туннельных переходах Al/ -GaAs потенциальный барьер практически линеен. Для такой структуры можно оценить поведение туннельного тока. В простейшем случае, если имеется лишь одна заполненная подзона с энергией EQ, В квазиклассическом приближении туннельная проводимость а D{EQ, eU), где D туннельная
Программа расчёта написана В.А. Кокиным где &s высота барьера, Еро = Ер - EQ, Z$ глубина залегания 5-слоя и оо характерная энергия. Таким образом, можно ожидать, что поведение туннельной проводимости будет экспоненциальным, и при U а +100 мВ С (Ф$ + Еро)/е 1В будет зависеть только от s и zs, которые определяются непосредственно структурой. Более того, имеется возможность наблюдать изменение проводимости, связанное с заполнением подзон. Как известно из [4], в случае туннелирования из 3D в 2D туннельная проводимость а примерно пропорциональна сумме плотностей состояний Рг(Е) в г-той подзоне ДЭС, умноженных на соответствующую вероятность тунне лирования в каждую из них: где Di{U) — туннельная прозрачность барьера для уровня Е\. Поскольку 2D плотность состояний как функция от Е имеет форму ступеньки, на зависимости da/dU от U появляется "провал", когда уровень Ферми металла пересекает дно подзоны. Это хорошо видно на Рис. 2.4, где приведена измеренная зависимость сг(Ерт — Ер$) такого перехода (площадь туннельного затвора 1 х 10 2 мм2) которая отражает ступеньки плотности состояний ДЭС при пересечении уровнем Ферми металла Ерт энергетических уровней в 6-слое.
Для возможности сравнения различных образцов с отличающимися величинами с, было введено понятие "туннельного спектра", определяемого как зависимость логарифмической производной туннельной проводимости от U и измеряемой в обратных вольтах. Дифференциальное туннельное сопротивление образцов при нулевом смещении не превышало единиц МОм при 4.2 К, сопротивление по -слою между омическими контактами составляло от 2 до 10 кОм, поэтому, для исследования туннельных спектров применялась стандартная 4-х точечная методика измерений на переменном токе. Используемый метод туннельной спектроскопии заключался в следующем: медленно линейно меняющийся ток /о на образце модулировался слабым синусоидальным сигналом А/ и отклик измерялся двумя синхронными детекторами. При этом, дифференциальное сопротивление R = 1/а = dU/dl и величина d?U/dI2 оказываются пропорциональными первой и второй гармоникам модулирующего напряжения на образце. Это может быть продемонстрировано следующими выкладками. Представляя переменный сигнал U(I) как U(Io + А/) и раскладывая его, получим U(I) = U{IQ + A/) = U(IQ) + + А/ + \%А/2 + о(М2). Считая, что малая добавка А/ представляет собой гармоническую функцию A/ = Acos(ut), получаем V(I) « V(/o) + + f -Acos(u;t) + l A2cos2(ujt) = V(I0)+A cos{ut) Ц A2 cos2 {u;t). Используя тригонометрические преобразования, можно получить и, группируя члены, окончательно получаем
Отсюда легко показать, что, одновременно измеряя амплитуды сигнала на частотах / и 2/ двумя синхронными детекторами, регистрирующими величины A\f и Лг/, соответственно, можно получить S непосредственно из измерений: @r/(ff)2 = \% = -2л/2 . Ёмкость С туннельных переходов составляла 150... 1500 пФ, поэтому измерения проводились на низких частотах от 19 до 190 Гц. Блок-схема измерительной установки показана на Рис. 2.5. Пересечение уровня Ферми в металле энергетических уровней в 5-слое более чётко видно на туннельном спектре S{E) = d\na/dU, а не
Зависимость эффекта замороженной туннельной фотопроводимости от времени и энергии кванта облучения при различных размерах туннельных затворов
Наличие образцов с близкими параметрами (вырезанных из одной пластины), но с различной геометрией туннельных затворов, позволило выявить дополнительные особенности ЗТФП для случаев засветок красным и ИК-светодиодами. Измерения показали, что время ts до насыщения ЗТФП для образцов типа "с" с затворами в виде узких полосок шириной 10 мкм, на 4-5 порядков меньше (см. Рис. 3.5 а), чем для образцов типа "а" и "Ь", где затворы имели форму близкую к окружности с характерными размерами 0.7 и 0.2 мм, соответственно. Причём, времена ts для образцов типа "а" и "Ь" практически не различались. Было сделано предположение, что такое поведение может быть связано с тем, что в видимой части спектра поглощение в GaAs велико, а А1 затвор мало прозрачен. Для проверки этого предположения, были проведены исследования поведения образцов в случае их облучения светодиодом ближнего ИК диапазона с энергией 1.3 эВ, что меньше ширины запрещённой зоны Ед = 1.52 эВ в GaAs при Т = 4.2 К. В этом случае оказалось (Рис. 3.5 Ь)), что времена ts за светки до насыщения эффекта ЗТФП не зависели от геометрии структур. Любопытно отметить, что изменения в туннельных спектрах после облучения видимым и ИК светом качественно не отличаются.
В обоих случаях наблюдается ЗТФП, т.е. "сгущение" подзон к основному состоянию, а также насыщение эффекта (Рис. 3.6). Однако, как видно из этого рисунка, максимальные сдвиги незаполненных уровней в условиях насыщения ЗТФП оказались примерно вдвое меньше, чем для красного светодиода (ср. Рис. 3.5 а и Рис. 3.5 Ь). Неожиданно эффект ЗТФП был обнаружен и при исследовании влияния излучения СОг-лазера с энергией много меньшей ширины запрещённой зоны в GaAs на структуру Al/J-GaAs . Сдвиг подзон для hv 0.13 эВ С Ед при засветке до насыщения оказался таким же, как и в случае ИК-светодиода (Рис. 3.6). Для дальнейшего изучения эффекта были проведены измерения туннельных спектров при азотных температурах. Точные измерения туннельных спектров в режиме ЗТФП при температуре 77 К и засветке красным светом показали отсутствие эффекта сгущения 2D подзон: уровни размерного квантования сдвигаются к зоне проводимости приблизительно на одну и ту же величину 1 мэВ, как видно на Рис. 3.7. Эксперимент проведён Н.А. Мордовцем Таким образом, оказывалось, что при температурах около 77 К эффект ЗТФП отсутствует. Возник вопрос, какая температура является критической для ЗТФП? Для этого был поставлен простой эксперимент, В условиях отсутствия напряжения смещения на туннельном переходе (U = = 0) образец медленно охлаждался от комнатной температуры до 4.2 К в темноте. При этом измерялась логарифмическая производной туннельной проводимости So = Sdark(fy- После засветки образца до насыщения, он начинал медленно отогреваться и измерялась величина Sught(0). Обнаружено, что при температурах около 50 К кривые Sdarkity и Sught(0) резко сближаются (Рис. 3.8 и основные изменения в So исчезают. Такое охлаждение в темноте (тольстая кривая) и отогрев после подсветки до насыщения (тонкая кривая). На вставке показано поведение So около 120 К. поведение можно связать с термической активацией заряженных центров в объёме GaAs. Последующий отогрев образца подавлял изменение активных доноров в 5-слое, вызванных засветкой (при Т 120
К кривая Sb(T) совпадает с темновой кривой). Температура Т 120 К соответствует температуре активации DX-центров в GaAs [35], поэтому было предположено, что последний эффект связан с DX-центрами в области J-легирования. Для прояснения ситуации потребовалось дальнейшее изучение эффекта, которое состояло в определении температурных зависимостей туннельных спектров. Была проведена серия измерений туннельных спектров при температурах от 4.2 до 76 К после засветки образца при 4.2 К. Найдена критическая температура Тс = 45 ± 3 К, ниже которой эффект ЗТФП сохраняется, а при более высокой, положения подзон возвращались практически к своим темновым значениям, как видно на Рис. 3.9. Обнаружено, что величина Тс не зависит от энергий подзон в 5-слое и их начального, в темновых условиях, заполнения. Отметим, что сдвиг пустых подзон с температурой после подсветки не может наблюдаться при помощи магни-тотранспортных измерений. Как видно из Рис. 3.9, изменения положения заполненной (самой нижней) подзоны EQ при отогревании до температуры вблизи Тс почти не заметны, в то время как пустые подзоны резко идут вверх. Поскольку все 2D электроны находятся именно на уровне Е, это означает, что концентрация в ДЭС вблизи Тс меняется слабо. Различное поведение туннельных спектров образцов с разной геометрией туннельных затворов при облучении красным и инфракрасным светом может быть связано со следующим обстоятельством.
В красной области спектра GaAs является хорошо поглощающим материалом: коэффициент поглощения света а 5 х 104 см-1 при энергии кванта 2 эВ [36]. Это соответствует характерной глубине проникновения света в GaAs, равной 0.5 мкм. Поэтому, в подзатворную область образцов типа "а" и "Ь" излучение может проникать, лишь проходя через А1-плёнку. Оценки соответствующего коэффициента прохождения показывают, что это должно приводить к сильному ослаблению интенсивности излучения. Действительно, скин-длина ls для ИК и видимой области спектра примерно равна 15 нм. Причём, эта длина практически не зависит от частоты падающего излучения, т.к. на этих частотах и выполняются условия ит 1 и Vf/u С ls, где г - время релаксации импульса, a vp фер-миевская скорость [37]. Толщина плёнки алюминия на затворах наших образцов 80 нм. Если учесть затухание электромагнитного поля в такой плёнке, отражения от границ вакуум/А1, вакуум/GaAs и Al/GaAs, то можно получить оценку отношения коэффициента прохождения излучения в GaAs через плёнку алюминия и коэффициента прохождения
Предположения о влиянии облучения на процессы в А\/5-GaAs
Полученные результаты выявляют два эффекта в наших структурах при гелиевой температуре после засветки красным светом: "сгущение" 2D уровней размерного квантования и увеличение концентрации электронов в ДЭС. Эксперименты показали, что изменение Aas туннельной проводимости в режиме насыщения эффекта ЗТФП не превышает 10% (см. Рис. 3.2. Поскольку а зависит от высоты барьера &s на границе раздела Al/GaAs как а ос ехр(—2(Ф$ + Ер)/оо), наблюдаемое поведение a{t) показывает пренебрежимо малое изменение Ф5 после подсветки. Следовательно, сгущение 2D подзон в J-слое в режиме ЗТФП может быть объяснено только уширением профиля потенциальной ямы со стороны объёма GaAs. Можно предположить, что это связано с уменьшением концентрации заряженных акцепторов Na в объёме GaAs вследствие фотовозбуждения захваченных на акцепторные уровни электронов вне области 5-легирования. С помощью программы самосогласованного расчёта J-легированных структур был проведён оценочный расчёт зависимости от концентрации примесных центров положений подзон Ei(Na), качественно подтвердивший это предположение. Расчёт был сделан для постоянной концентрации атомов кремния в 5-слое и напряжении смещения U = 0 на туннельном переходе. Тем не менее, поведение теоретической зависимости Ei(Na) отражает основные особенности экспериментальных кривых E{(t) (Рис. 4.1): подзоны сгущаются кЕо,а величина .Ео увеличивается на несколько мэВ, т.е. кон-центрация ДЭС в 5-слое растёт вследствие уменьшения компенсирующего заряда акцепторных состояний в объёме GaAs. Наблюдаемое отсутствие ЗТФП при температуре 77 К и равномерный сдвиг уровней размерного квантования позволил сделать предположение, что такое поведение можно связать с увеличением концентрации активных примесей (например, фотоионизацией DX-центров) в самом д-слое. Моделирование в программе самосогласованных расчётов зависимости ЕІ от концентрации примесей Ns% в 6-слое при Na = const показало почти однородный сдвиг энергий уровней. В результате увеличения Nsi на 2% уровни смещались на 1 мэВ. Межподзонные энергии практически не изменялись, как и экспериментальные кривые Ei{t) при Т = 77 К, что и продемонстрировано на Рис. 4.2. Таким образом, вычисления показали, что такое поведение можно объяснить изменением концентрации доноров в самом #-слое. Итак, согласно данным туннельной спектроскопии при 77 К после засветки наблюдаемый рост концентрации ДЭС вызван только увеличением числа активных примесей в самом 5-слое. При температуре 4.2 К, напротив, основной эффект ЗТФП вызван изменением занятых акцепторных состояний вне 5-слоя.
Представляется следующая картина механизмов ЗТФП. Обнаруженные различия после засветки красным и ИК светом, по-видимому, связаны с генерацией электронно-дырочных пар, которая возникает, в дополнение к фотоионизации глубоких центров и акцепторных состояний в GaAs, только для излучения с hv Eg. В этом случае, статическое электрическое поле приповерхностного J-слоя приводит к пространственному разделению фотогенерируемых электронов и дырок в области между J-слоем и подложкой. Электроны "сваливаются" в 5-слой и стекают в омические контакты по 20-каналу. Дырки же, двигаясь в сторону объёма GaAs могут накапливаться, например, в области границы эпитаксиального слоя и подложки (ближайшая к области возбуждения "дефектная" граница). Оставшийся после выключения подсветки заряд дырок, действуя как "обратный затвор", может значительно опустить уровень Ферми (дно зоны проводимости) в глубине GaAs, уменьшая тем самым изгиб зон в обеднённой области между -слоем и подложкой. Таким образом, можно предположить, что при hv Eg в уширение потенциальной ямы приповерхностного (J-слоя, которое вызывает "сгущение" пустых уровней и некоторое увеличение концентрации электронов в 2Б-канале (эффект ЗТФП), даёт вклад не только уменьшение заряда акцепторных или глубоких центров в эпитаксиальном слое GaAs за счёт их фотоионизации, как мы предполагали. Процесс накопления заряда дырок на "обратном затворе" структуры, возникающий за счёт генерации электронно-дырочных пар, вызывает дополнительное "распрямление" потенциального профиля от б-слоя в объем GaAs. Это согласуется с данными [21], где было продемонстрировано влияние такого заряда на замороженную фотопроводимость глубокого -слоя при hv Ед. В случае hv Ед генерации электрон-дырочных пар не возникает и сдвиг незаполненных уровней в -слое может быть обусловлен только перезарядкой примесных центров в эпитаксиальных слоях, а возможно и глубоких состояний в подложке.
Последнее может приводить к эффекту ЗФП в подложке образца, что в свою очередь, изменит распределение потенциала вблизи 20-канала. В результате отсутствия межзонных переходов при hv Eg можно ожидать, что сдвиг уровней окажется меньше, чем для hv Eg, что и наблюдается в эксперименте (см. Рис. 3.6). Как было отмечено выше, при засветке образцов красным светодио-дом, эффект увеличения времени ts для образцов типа "а" и "Ь", по сравнению с образцами типа "с", количественно описывается поглощением света в А1-плёнке. Отсюда можно сделать вывод, что в структурах типа "а" и "Ь" затекание под затвор дырок, фотогенерированных на его границе, не играет существенной роли, иначе они должны были бы заметно сократить разницу во временах ts между образцами с разной геометрией. Для проверки предположений о механизмах ЗТФП было проведено сравнение экспериментальных данных с результатами самосогласованного расчёта туннельного спектра после засветки ИК светодиодом. Соответствующие графики приведены на Рис. 4.3, и они показывают хорошее согласие теории и эксперимента. Наблюдаемые изменения туннельного спектра в режиме ЗТФП после засветки связаны с уменьшением электрического поля в канале со стороны обеднённой области — канал становится
