Квазиэлектрические поля в полупроводниках и полупроводниковых структурах

ФИЗИКА КВАЗИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПОЛЯ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУРАХ В. И. ИЛЬИН Санкт-Петербургский государственный технический университет

ВВЕДЕНИЕ

QUASIELECTRIC FIELDS IN SEMICONDUCTORS AND SEMICONDUCTOR STRUCTURES V. I. IL’IN

The nature of the inner electric and quasielectric fields in graded semiconductors and heterostructures is discussed. The ways to improve the existing and to develop new semiconductor devices are outlined. A classification of semiconductors and semiconductor structures with varying chemical composition is presented.

© Ильин В.И., 2001

Поясняется природа внутреннего электрического и квазиэлектрических полей в варизонных полупроводниках и гетероструктурах. Показаны возможности совершенствования и создания новых полупроводниковых электронных приборов. Дана классификация полупроводников и структур с изменяющимся по координате химическим составом.

В 2000 году Королевская шведская академия наук присудила Нобелевскую премию по физике “за основополагающие работы в области информационных технологий и средств связи” трех ученых. Жорес Иванович Алферов (Россия) и Герберт Кремер (США) награждены “за развитие полупроводниковых гетероструктур, используемых в высокоскоростной электронике и оптоэлектронике”, Джек С. Килби (США) – “за вклад в изобретение интегральных схем”. Информационные технологии включают в себя компьютерные и телекоммуникационные технологии. В последние десятилетия они в корне изменили наше общество. Эти изменения вызваны научными и технологическими достижениями, базирующимися на фундаментальных открытиях в области физики, и в частности физики полупроводников. Настоящая статья дает представление о некоторых идеях, понятиях теории полупроводников и полупроводниковых структур. В неоднородном полупроводнике концентрации ионов примеси N(x) и электронов n(x) зависят от координаты и существует внутреннее поле с напряженностью Евнутр . Это поле ионов, экранируемых электронами. Дрейф электронов в поле уравновешивает их диффузионное растекание ( jдифф + jдр = 0). Записав dn плотности токов j по законам Фика ( j дифф = eD ------ ) и dx Ома ( jдр = еnuЕвнутр) и учтя соотношение Эйнштейна (D = ukT / e) для коэффициента диффузии D и подвижности u, получим kT 1 dn E внутр = – ------ --- ------ . e n dx

(1)

Расстояние, на котором поле экранируется, называют длиной Дебая:

www.issep.rssi.ru

lД =

ε 0 εkT ------------2 en

И Л Ь И Н В . И . К В А З И Э Л Е К Т Р И Ч Е С К И Е П О Л Я В П О Л У П Р О В О Д Н И К А Х И П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Х С Т Р У К Т У РА Х

109

ФИЗИКА (ε0 = 8,85 ⋅ 10−12 Ф/м – электрическая постоянная, ε – диэлектрическая проницаемость, k = 8,6 ⋅ 10− 5 эВ/К – постоянная Больцмана, Т – абсолютная температура, е – элементарный заряд). Если N(x) слабо меняется на длине Дебая: dN N ------- ! ---- , dx lД

δ 2

xΣ

(3)

Область, в которой выполнены неравенства (2) и (3), называют квазинейтральной областью (КНО). Согласно (3), внутреннее поле КНО существенно меньше отношения теплового потенциала kT / e к длине Дебая lД . Если неравенства (2), (3) не выполнены, то полупроводник называют структурой или гомоструктурой, подчеркивая, что она сформирована на однородном по основному химическому составу материале (от греч. homo – сходство, однородность). Гомоструктура содержит область со столь большим градиентом примеси, что в этой области и ее окрестности существенно нарушена нейтральность, нарушена локальная связь концентраций примеси и электронов. Область с большим градиентом называют металлургическим переходом. Область гомоструктуры, в которой нарушена нейтральность, называют переходом, точнее, гомопереходом или областью объемного заряда (ООЗ). В переходе действует сильное (нарушено (3)) внутреннее поле. Толщина перехода xΣ больше толщины δ области с большим градиентом примеси. Таким образом, структура состоит из трех элементов: металлургического перехода, ООЗ и КНО. В виде схемы это показано на рис. 1. Внутреннее поле создает изменение с координатой потенциальной энергии электрона ϕ, так что dϕ ------ = eE внутр , dx и изгиб дна зоны проводимости (с-зоны) Eс(x) и потолка валентной зоны (υ-зоны) Eυ(x): dE c dE υ -------- = --------- = eE внутр , dx dx сохраняя неизменной ширину запрещенной зоны Eс − − Eυ ≡ ∆Е. В результате диаграмма гомоперехода (рис. 2) содержит потенциальные барьеры одинаковой для электронов и дырок высоты ϕ0 . Барьер ϕ0 сдерживает диффузию равновесных носителей через переход, и его

110

3

(2)

то в (1) можно провести замену n(х) N(х), так как в масштабе, представляющем распределение N(х), мелкие нарушения нейтральности незаметны. Тогда (2) преобразуется: kT E внутр ! ------- . el Д

1

Рис. 1. Схема полупроводниковой структуры: 1 – квазинейтральные области, 2 – металлургический переход, 3 – область объемного заряда, гомопереход или гетеропереход

называют равновесным диффузионным потенциалом перехода. Уровень Ферми F на рис. 2 показывает, что это диаграмма равновесного состояния, а само положение уровня Ферми отражает равновесные концентрации n (электронов) и p (дырок). Если электроны и дырки не вырождены, то F–E n = N c exp ---------------c , kT

Eυ – F p = N υ exp --------------kT

(4)

(Nc и Nυ – эффективные плотности состояний в c- и в υ-зонах) и уровень Ферми расположен в запрещенной зоне (Ec > F > Eυ). На диаграмме рис. 2 показан также уровень вакуума. Так называют энергию E0 покоящегося и не связанного с данным телом электрона. Это уровень отсчета энергии, который можно использовать для разных тел. Расстояние χ0 между уровнем вакуума и дном с-зоны называют сродством к электрону данного материала (χ0 ≡ E0 − Ec). Сродство к электрону определяется основным химическим составом. Расстояние χ между уровнем Ферми и уровнем вакуума называют термодинамической работой выхода (χ ≡ E0 − F ). Величина χ (положение уровня Ферми F) задается концентрацией E0

Ec

χ1

ϕ0

χ0 Зона проводимости

∆E

ϕ0

E0 χ0 χ2

Запрещенная

Ec F

F Ev

зона Валентная зона

ϕ0 Ev

xΣ x

Рис. 2. Энергетическая диаграмма структуры с гомопереходом

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 1 1 , 2 0 0 1

ФИЗИКА носителей и плотностью состояний в зоне (например, по формулам (4)). Из диаграммы рис. 2 видно, что ϕ0 = |χ1 − χ2 |.

(5)

Равновесный диффузионный потенциал перехода ϕ0 равен разности работ выхода материалов базовых областей (КНО) структуры, что и обеспечивает изоэнергетическое положение уровня Ферми. Изменение с координатой основного состава также формирует внутреннее поле и одновременно еще один тип поля – квазиэлектрические поля (от лат. quasi – как бы, наподобие). В области, где совместно действуют внутреннее поле и квазиэлектрические поля высокой напряженности, могут быть сформированы эффективные потенциальные барьеры, высота которых различна для электронов и дырок. Это позволяет создать приборы нового типа. ТВЕРДЫЕ РАСТВОРЫ И ВАРИЗОННАЯ КОНЦЕПЦИЯ Основной химический состав материала определяется соотношением его компонентов. Изменение основного состава предполагает существование твердого раствора – набора тел, в которых различно соотношение между компонентами. Так, для материала, в состав которого входят компоненты А и В, существование твердого раствора можно отразить в виде химической формулы АyВ1 − y (y – мольная доля компонента А) с указанием пределов изменения y. Использование человеком твердых растворов началось, по-видимому, с бронзового века. Бронза – твердый раствор (сплав) меди с другими металлами (свинец, олово, …). В твердом растворе атомы разных химических элементов смешаны в некоторой пропорции, и эта смесь макроскопически однородна. Признаком образования твердого раствора является сохранение типа кристаллической решетки растворителя. Однако в твердом растворе из-за случайного распределения компонентов становится неопределенным понятие о периоде кристаллической решетки. В связи с этим возникла проблема описания свойств твердых растворов. Свойства кристаллов определяются периодичностью в расположении атомов: периодичность внутрикристаллического поля формирует зонный энергетический спектр. Статистическому характеру распределения атомов в твердом растворе соответствует потенциал, не обладающий периодичностью. Твердый раствор не является, строго говоря, кристаллом. В теории твердых растворов используют приближение виртуального (воображаемого) кристалла. Твердый раствор заменяют идеальным кристаллом, локаль-

ный потенциал которого – результат усреднения по большому количеству атомов. Усреднение проявляет периодичность потенциала. Следствием периодичности является зонный характер спектра электронов. При изменении состава твердого раствора зонный спектр меняется, в том числе изменяется запрещенная зона. Поэтому полупроводниковые твердые растворы с изменяющимся по координате основным химическим составом называют варизонными (от лат. varians – изменяющийся). Объяснение свойств твердых растворов на основе представления о виртуальном кристалле и изменении (с изменением состава раствора) запрещенной зоны называют варизонной концепцией. Варизонная концепция получила подтверждение. В варизонных пленках наблюдали край межзонного поглощения света, температурная зависимость концентрации собственных носителей соответствует резко очерченным границам запрещенной зоны. Для примера назовем два твердых раствора, используемых в электронике: алюминий–галлий арсенид (AlyGa1 − yAs) и германий–кремний (GeySi1 − y). Оба раствора характеризуются неограниченной растворимостью компонентов, то есть 0 # y # 1. Применимость варизонной концепции ограниченна. При некотором градиенте протяженность флуктуаций состава становится соизмерима с характерной длиной его заметного изменения. В результате локальные свойства оказываются зависящими от градиента состава и связь состав–свойства – нелокальной. Периодичность теряется даже для усредненного потенциала. Согласно теоретической оценке, граница применимости варизонной концепции может быть определена так: в материале AyB1 − y градиент dy/dx не должен превышать значения, при котором состав меняется от A до B на расстоянии, меньшем, чем 100 постоянных решетки a для этих кристаллов, или 1 dy -. ----- < ----------100a dx

(6)

В твердых растворах, не удовлетворяющих этому критерию, энергетический спектр электронов необходимо искать (с учетом флуктуаций компонентов) для каждого конкретного образца. ВАРИЗОННЫЙ ПОЛУПРОВОДНИК Полупроводник с изменяющимся по координате основным химическим составом может быть определен либо как варизонный полупроводник, либо как гетероструктура. Варизонный полупроводник – полупроводник с изменяющимся по координате основным химическим составом при условии локальной связи свойств с химическим составом.

И Л Ь И Н В . И . К В А З И Э Л Е К Т Р И Ч Е С К И Е П О Л Я В П О Л У П Р О В О Д Н И К А Х И П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Х С Т Р У К Т У РА Х

111

ФИЗИКА Особенностью варизонных полупроводников являются квазиэлектрические поля. В 1957 году Г. Кремер показал, что в полупроводнике с изменяющимся основным составом меняется запрещенная зона, что отражается в наклоне дна с-зоны (dEc /dx) и потолка υ-зоны (dEυ /dx).

AlyGa1 − yAs около 62% изменения запрещенной зоны приходится на c-зону и En /Ep ≈ 1,6. В собственном полупроводнике n = p, и из формул (4) следует, что уровень Ферми расположен вблизи середины запрещенной зоны: Nc 1 - . F = --- ( E c + E υ ) – kT ln ----N υ 2

Невырожденные электроны почти все расположены в слое толщиной kT у дна c-зоны. Изменение Ec(x) dE c создает для них движущую силу F n = – --------. Знак минус dx учитывает, что сила стремится сместить электроны к более низким значениям Ec . На дырки действует сила: dE F p = --------υ- . Разделив силы на величину элементарного dx заряда e, получаем напряженности квазиэлектрических полей для электронов En и дырок Ep : 1 dE c E n = – -- --------, e dx

1 dE E p = -- --------υ- . e dx

(7)

В равновесии дрейф в полях (7) компенсирован встречной диффузией. Однако при отклонении от равновесия (внешнее поле, избыточные носители) поля дают вклады в ток. Так, плотность дрейфового тока электронов имеет три составляющие: в поле E от внешнего источника, в поле Eвнутр и квазиэлектрическом поле En : jдр = enun(E + Eвнутр + En). Аналогичной будет и структура тока дырок, причем поля E и Eвнутр в обоих токах будут одинаковы, а поля En и Ep различны. В варизонном полупроводнике можно создать различные комбинации полей. Рассмотрим три частных случая. В собственном полупроводнике действуют только квазиэлектрические поля (рис. 3, а). Они создают потоки электронов и дырок в направлении узкозонной части. Обычно вклад c-зоны в изменение запрещенной зоны больше, и напряженность поля в ней выше. Так, в а Ec

б Ec

в

F Ev

С ростом градиента основного состава в примесном полупроводнике растут квазиэлектрические поля и растет внутреннее поле. При этом квазинейтральность сохраняется, пока выполнено неравенство (3). Преобразуем (3) к виду, накладывающему ограничение на градиент состава. Для этого, используя формулы (7), свяжем напряженность Евнутр с градиентом основного состава (dy/dx). После преобразования получим для n-типа 1 dE d y E внутр = -- --------c ----e dy dx и для p-типа 1 dE d y E внутр = -- --------υ- ----- . e dy dx

Ev

Пусть θ – доля c-зоны, а (1 − θ) – доля υ-зоны в изменении ∆E(y), тогда производные dEc /dy и dEυ /dy можно записать в виде

Рис. 3. Энергетические диаграммы варизонного собственного полупроводника (а), варизонного полупроводника p-типа, однородно легированного акцепторной примесью (б), варизонного полупроводника n-типа, однородно легированного донорной примесью (в)

112

ГЕТЕРОСТРУКТУРА

Ec F

F Ev

Поразмыслив над этой формулой, можно прийти к выводу, что зависимости Nc(х) и Nυ(х) также дают вклады в напряженности квазиэлектрических полей, однако эти вклады логарифмически малы. В полупроводнике p-типа (рис. 3, б) дырки переносятся полем Ep в узкозонную часть и накапливаются там, пока возникающее внутреннее поле не компенсирует поле Ep . Потолок υ-зоны и уровень Ферми занимают в равновесии изоэнергетические положения, показывая, что p = const(x) @ n = n(x). Наклон дна c-зоны отражает совместное действие поля En и внутреннего поля с напряженностью поля Ep , определяемого по (7) для случая собственного полупроводника. Заметим, что угол наклона дна c-зоны меньше суммы углов наклона границ запрещенной зоны в собственном полупроводнике. Суммируются тангенсы углов наклона, а не сами углы. Диаграмма полупроводника n-типа показана на рис. 3, в. Ее происхождение можно пояснить аналогично.

dE c d( ∆E ) -------- = θ ⋅ --------------- , dy dy

dE υ d( ∆E ) --------- = – ( 1 – θ ) --------------- . dy dy

(8)

Знак минус в выражении для dEυ / dy стоит потому, что при изменении y энергия Eυ растет, а энергия Ec

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 1 1 , 2 0 0 1

ФИЗИКА уменьшается или наоборот. Если первое из соотношений (8) учесть в выражении для напряженности Евнутр в полупроводнике n-типа и подставить полученное в неравенство (3), то окончательно получим для n-типа kT 1 d( ∆E ) dy θ ⋅ -- ⋅ --------------- ⋅ ----- ! ------- . dx el Д dy e

(9)

Аналогично выглядит неравенство, ограничивающее изменение состава (dy/dx) в варизонном полупроводнике p-типа, только там вместо коэффициента θ стоит 1 − θ. При θ, не сильно отличающемся от 1/2, при соизмеримых вкладах c- и υ-зон в изменение ∆Е(y) неравенства можно объединить: d( ∆E ) ⋅ l ! kT . --------------- Д dx

(10)

Итак, варизонный полупроводник формируется при изменении запрещенной зоны на длине Дебая, много меньшем kT. Если условия (9), (10) не соблюдены, то образец уже нельзя называть варизонным полупроводником. Его называют полупроводниковой гетероструктурой, так как эта структура сформирована на неоднородном по основному химическому составу материале (от греч. heteros – иной, другой). Гетероструктура содержит область со столь большим градиентом основного химического состава, что в этой области (в металлургическом переходе) и ее окрестности существенно нарушена электронейтральность и, следовательно, нарушена локальная связь состава и концентрации носителей тока. Область нарушения нейтральности называют гетеропереходом или ООЗ. В гетероструктуре те же, что и в гомоструктуре, элементы (см. рис. 1), но в данном случае они формируются изменением с координатой основного химического состава. Структуры разделяют на плавные (xΣ > δ) и резкие (xΣ @ δ). Предельным случаем является атомноплотный контакт двух материалов разной природы – гетероконтакт. Основная и общая (для гомо- и гетероперехода) причина нелокальности связи состав–свойства заключена в существенном нарушении нейтральности в переходе. Толщина двойного слоя зарядов, толщина ООЗ и есть толщина перехода. В области высоких градиентов (нарушено условие (6)) флуктуации состава также делают связь состав–свойства нелокальной. Это обстоятельство и определяет модели гетероперехода. Существуют три основные модели, в которых предполагается ступенчатое изменение состава с координатой. Идеальный переход – переход, формирующийся на контакте материалов разного состава при отсутствии на границе раздела локальных энергетических состояний для электронов. Неидеальный переход – переход,

формирующийся на контакте материалов разного состава и содержащий локальные состояния для электронов на границе раздела. Переход с промежуточным слоем – переход, формирующийся на контакте материалов через слой конечной толщины и содержащий локальные состояния для электронов в промежуточном слое и на границах его раздела с материалами гетеропары. Наиболее распространена модель идеального перехода. Расчет по этой модели проводят даже в случае, когда известно, что переход не является идеальным. Сопоставление свойств идеального перехода и свойств реальной структуры позволяет оценить, насколько переход в структуре неидеален. Мы ограничим рассмотрение моделью идеального перехода. Итак, пусть известны диаграммы двух полупроводников: первого (рис. 4, а) и второго (рис. 4, б). Известны ширина запрещенной зоны (∆Е1 и ∆Е2), и термодинамические работы выхода (χ1 и χ2), и сродство к электрону (χ01 и χ02). При построении диаграммы идеального перехода (рис. 4, в) полагают, что: – ширина запрещенной зоны и сродство к электрону скачком меняют свою величину в плоскости контакта (х = 0); – изменения (ϕ1 и ϕ2) потенциальной энергии электрона в приконтактном слое каждого полупроводника в сумме составляют равновесный диффузионный потенциал перехода ϕ0 , равный разности термодинамических работ выхода (5), что обеспечивает изоэнергетическое положение уровня Ферми. Показывая на диаграмме изгиб дна зоны проводимости по правилу электронного сродства, видим, что дно зоны проводимости первого полупроводника выходит на плоскость контакта в точке, не совпадающей с точкой выхода на эту плоскость дна зоны проводимости второго полупроводника. Формируется разрыв зоны проводимости ∆Ес = |χ02 − χ01 |.

(11)

Аналогично формируется разрыв валентной зоны ∆Еυ . Его величина определяется профилем диаграммы перехода. Различают (см. рис. 4) профили с полным (1а) или частичным (1б и 1в) перекрытием запрещенных зон и профили разрывного типа (2а и 2б). Диаграмма на рис. 4, в имеет профиль (1б), для него ∆Ес + ∆Е1 = = ∆Е2 + ∆Еυ . Разрывы зон отражают сильные квазиэлектрические поля в металлургическом переходе. В соответствии с законами электростатики носители заряда высоких энергий проходят переход с потерей энергии ϕ0 , то есть переход представляет собой (для таких электронов и дырок) барьер одинаковой высоты. Однако для носителей с тепловыми энергиями (практически для всех) разрывы зон эквивалентны скачкам

И Л Ь И Н В . И . К В А З И Э Л Е К Т Р И Ч Е С К И Е П О Л Я В П О Л У П Р О В О Д Н И К А Х И П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Х С Т Р У К Т У РА Х

113

ФИЗИКА а

б

E0

в

E0

χ01 χ1

E0

χ02

χ2

E0

χ02 Ec1

F2 ∆E2

ϕ1

ϕ2

∆Ec

∆E1

F1

ϕ0 ϕ2 χ01

Ec2

Ec1

ϕ1

F

∆E1

Ec2

∆E2

F

Ev2 Ev1

Ev1

ϕ2 ∆Ev

ϕ1

Ev2

0 1а

1б

1в

∆Ec ∆Ec ∆E2 ∆E1 ∆Ec г ∆E ∆E2 ∆E 1 1 ∆E2 ∆Ev ∆Ev ∆Ev

2а

∆E1

2б

∆Ec

∆Ev

∆E2

∆Ec ∆E2

x

xΣ

∆E1 ∆Ev

Рис. 4. Энергетические диаграммы двух полупроводников: широкозонного, p-типа (а) и узкозонного, n-типа (б) – и диаграмма структуры с идеальным гетеропереходом на контакте (по плоскости x = 0) этих полупроводников (в). На врезке г показаны типы профилей энергетических диаграмм гетеропереходов: 1 – ступенчатые профили с полным или частичным перекрытием по энергии запрещенных зон, 2 – профили разрывного типа

потенциала. В результате переход содержит эффективные потенциальные барьеры, высоты которых различны для электронов и дырок. На рис. 4, в барьер для электронов равен (ϕ0 − ∆Ec), а для дырок – ϕ1 при движении слева направо и ∆Eυ − ϕ2 при движении справа налево. Барьеры разной высоты для электронов и дырок и есть то преимущество, которое дает гетероструктура при создании приборов. ЗАКЛЮЧЕНИЕ На рис. 5 представлена общая схема полупроводников и структур на их основе. Схема дана применительно к бинарному твердому раствору AyB1 − y , легированному примесью с концентрацией N. Локальный химический состав раствора дается формулой AyB1 − y〈N〉. Если основной состав с координатой x не меняется (y = const(x)), а содержание примеси изменяется (N = = N(x)), то формируется либо неоднородный полупроводник, либо гомоструктура. При изменении основного химического состава (y = y(x)) формируется либо варизонный полупроводник, либо гетероструктура. Квазиэлектрическое поле варизонного полупроводника может быть использовано в приборе для формирования потока неравновесных носителей.

114

Известно, что быстродействие первых транзисторов было ограничено временем пролета носителей через базу. В транзисторе с однородным базовым слоем движение носителей носит медленный диффузионный характер. Используя неоднородное легирование, можно встроить в базовый слой внутреннее поле. Дрейфовые транзисторы позволили поднять частоту работы транзистора на два порядка, с одного-двух до 100 МГц. Их недостатком является сильное легирование базы у эмиттера. Легирование вводит центры рассеяния носителей тока и, следовательно, уменьшает их подвижность.

N = N(x); y = const(x)

Неоднородный полупроводник Гомоструктура

Ay B1 − y〈N〉 N(x); y(x) y = y(x)

Варизонный полупроводник Гетероструктура

Рис. 5. Классификация полупроводников с изменяющимся по координате химическим составом и полупроводниковых структур

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 1 1 , 2 0 0 1

ФИЗИКА В результате снижается эффект от замены диффузионного движения дрейфовым и ограничивается предельная частота работы. Решает проблему варизонный базовый слой, в котором запрещенная зона уменьшается к коллектору, а уровень легирования постоянен. Использование варизонного слоя позволяет также независимо задавать проводимость и напряженность поля. В результате был создан транзистор нового типа – баллистический. В нем база имеет толщину менее 1 мкм и движение носителей происходит почти без столкновений (баллистически) и, следовательно, быстрее. В XIX веке было установлено, что длина волны фотолюминесценции больше длины волны возбуждающего света (правило Стокса). Объяснение этого в потерях энергии, которые несет возбужденный светом электрон до того, как он излучит фотон. Если к полупроводнику приложить поле, затягивающее в широкозонную часть неосновные носители, создаваемые светом с большой длиной волны в узкозонной части, то создаются условия для рекомбинации с испусканием излучения малых длин волн (фотонов с большей энергией). Таким образом, варизонная пластинка может служить для антистоксовского преобразования излучения – инфракрасного в видимое. Во многих приборах используют инжекцию носителей тока p–n-переходом. Часто желательно иметь одностороннюю инжекцию, например поток дырок из p-области структуры в n-область при слабом встречном потоке электронов из n-области. В гомопереходе инжекции придают односторонний характер путем несимметричного легирования. Эффективность такого эмиттера ограничена пределом растворимости примеси. Использование гетероперехода с его барьерами разной высоты для электронов и дырок позволило создать эмиттеры с высокой эффективностью. В результате были расширены функциональные возможности некоторых электронных приборов и созда-

ны новые приборы (светодиоды, туннельные и лавинопролетные диоды, солнечные элементы, фотодиоды). Технология варизонных слоев и гетероструктур более сложна, чем у структур с постоянным основным составом, что ограничивает их использование. Ж.И. Алферов дал обзор работ по гетероструктурам [1]. Изложение основ теории варизонных полупроводников и гетероструктур можно найти в пособиях (например, в [2, 3]) по физике полупроводников. Для начального знакомства с физикой полупроводников предназначена статья [4]. ЛИТЕРАТУРА 1. Алферов Ж.И. История и будущее полупроводниковых гетероструктур // Физика и техника полупроводников. 1998. Т. 32, № 1. С. 3–18. 2. Викулин И.М., Стафеев В.И. Физика полупроводниковых приборов. М.: Радио и связь, 1990. 264 с. 3. Ильин В.И., Мусихин С.Ф., Шик А.Я. Варизонные полупроводники и гетероструктуры. СПб.: Наука, 2000. 101 с. (Сер. учеб. пособий “Новые разделы физики полупроводников”). 4. Ильин В.И. Электрические поля в полупроводниках и полупроводниковых структурах // Современное естествознание. Энциклопедия: В 10 т. М.: Изд. дом МАГИСТР-ПРЕСС, 2000. Т. 5. Физика конденсированных сред. С. 115–122.

Рецензент статьи В.М. Липунов *** Владимир Иванович Ильин, доктор физико-математических наук, профессор, зав. кафедрой физики полупроводников и наноэлектроники Санкт-Петербургского государственного технического университета, действительный член Академии инженерных наук РФ, член-корреспондент Международной академии наук высшей школы, заслуженный работник высшей школы РФ. Область научных интересов – фоточувствительные гетеропереходы, структуры с размерным квантованием. Автор более 150 научных работ, 11 изобретений и нескольких учебных пособий по физике полупроводниковых приборов.

И Л Ь И Н В . И . К В А З И Э Л Е К Т Р И Ч Е С К И Е П О Л Я В П О Л У П Р О В О Д Н И К А Х И П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Х С Т Р У К Т У РА Х

115