Диссертация (1145326), страница 61
Текст из файла (страница 61)
Электрические домены движутся от отрицательного контакта (катода) к положительному контакту (аноду). Скорость движения доменовопределяется подвижностью тяжелых электронов с эффективной массой m2 и электрическим полем, образующимся в домене. Объемные заряды, возникающие в домене вследствиедоменной неустойчивости, приводят к значительному возрастанию электрического поля вдомене по сравнению с первоначальным значением.
Амплитуда электрического поля может в десятки и сотни раз превосходить поле вне домена.В образцах GaAs максимальная напряженность поля в домене может превысить порогударной ионизации зона-зона (≥ 100 kV/cm). В поле с напряженностью такого порядканачинается генерация электронно-дырочных пар. Процесс ударной ионизации происходиттолько в домене – вне домена наряженность поля гораздо меньше характерного поля лавинообразования.
За счет генерации пар нарушается стационарность движения домена,напряжение, падающее на домене, начинает уменьшаться, а ток через образец и напря-31716.00Wm212.008.004.00m10.00pРис. 6.29: Зависимость энергии электронов W в зоне проводимости от квазиимпульса p вGaAs вдоль оси [100] зоны Бриллюэна. Энергетическое расстояние между минимумами ∆= 0.34 eV.женность поля вне домена возрастают со временем. При определенной напряженностиполя в однородной части образца возможно появление второго домена, в котором также начинается процесс ударной ионизации.
После уменьшения напряжения, падающегона втором домене, возможно рождение третьего домена и т.д. Таким образом, благодаря генерации электронно-дырочных пар, в образце может возникнуть последовательностьэлектрических доменов, движущихся от катода к аноду.В условиях интенсивной генерации пар возможно образование токовых шнуров, отвечающее наличию ОДП, связанной с генерацией дополнительных носителей тока и S-образнойвольт-амперной характеристикой [355, 356]. Если характерное время рекомбинации неравновесных электронов и дырок заметно превышает пролетное время доменов, то возникаютусловия возникновения шнура тока, связывающего катод и анод.В ряде случаев при электронно-дырочной генерации, происходящей в электрическихдоменах и токовых шнурах, возникает интенсивное межзонное излучение. В [331] на образцах n-GaAs с концентрацией равновесных носителей 1.2 · 1017 cm−3 при комнатнойтемпературе наблюдалось межзонное излучение от доменов и токовых шнуров (рис.
6.30).Излучение, вызваное неравновесной электрон-дырочной плазмой, имело наибольшую интенсивность вблизи анода, где присутствовала наибольшая концентрация неравновесныхносителей. Вследствие этого, видны начальные части токовых шнуров и хвосты с меньшей интенсивностью излучения (рис. 6.30a). На (рис. 6.30b) вместе с начальными частямитоковых шнуров представлены изображения двух электрических доменов.Учитывая вышеизложенное, можно сделать заключение, что доменная электрическаянеустойчивость и образование электрических доменов в полупроводнике может существенно понизить порог наступления лавинообразования.318Рис. 6.30: (a) Излучение, вызваное неравновесной электрон-дырочной плазмой от токовыхшнуров.
(b) Излучение, вызваное неравновесной электрон-дырочной плазмой от начальных частей токовых шнуров и двух электрических доменов. lx = 20 µm, ly = 15 µm. 1 и 2– анод и катод, соответствено [331].Высокие напряжения. Вольт-амперные характеристики при лавинном процессеПри высоких напряжениях в полупроводнике образуется лавинный процесс и формируются токовые шнуры.
Рассмотрим токовый шнур и решим уравнения (6.31), (6.32), (6.33),(6.35) в первом приближении при высоких напряжениях, когда в шнуре вблизи барьераобразуется слой с сильным электрическим полем толщиной d (рис. 6.28). Предположим,что величина электрического поля в слое много больше значения электрического поля внеслоя при x > ∆ + d.
Тогда для слоя с сильным электрическим полем соотношение баланса(6.37) между процессом ионизации и входящими (выходящими) дырками и электронамиперепишется в видеZd+∆α[E(x)] dx = ln(1 + 1/γ).(6.40)∆Напряжение U2 падает, в основном, в слое с сильным электрическим полемZd+∆U2 =E(x) dx.(6.41)∆Принимая во внимание соотношение (6.32) и используя среднее значение Ed поля E(x)в слое, из уравнений (6.40), (6.41) получаемEd = Ē{[δ + ln(a0 d) + C]2 − δ 2 }−1/2U2 = Ed d,(6.42)где C = − ln ln(1 + 1/γ).
Чтобы найти плотность тока j, рассмотрим окрестность точки A.Из уравнения (6.38) находимp = (4πe)−1EddE=.dx4πed319Принимая во внимание (6.33), получаем(1 + γ)µh Ed2j = je + jh = (1 + γ)epµh Ed =.(6.43)4πdСоотношения (6.42), (6.43) определяют вольт-амперные характеристики. Толщина dслоя с сильным электрическим полем является параметром. Вольт-амперная зависимостьимеет минимум, спадающую и восходящую ветви. При токе j > j0 = µh U22 /8π(L − ∆)3 токи распределение электрического поля становятся нестабильными. Стабильное равновесиедостигается в минимуме напряжения U2 при варьировании параметра d∂U2= 0.∂dМинимальное значение U2 достигается при толщине2 1/2dm = a−1+ 1/2 − δ].0 ln(1 + 1/γ) exp[(1/2 + δ )(6.44)Необходимо отметить, что вышеизложенная теоретическая модель лавинного процессааналогична модели тлеющего разряда [352,353].
Напряжение падает в слое с сильным электрическим полем толщиной d вблизи барьера. Тот факт, что в полупроводниках напряжение концентрируется, в основном, в области контактов (слоях с сильным электрическимполем), где начинает развиваться ударная ионизация, экспериментально подтвержденометодом контраста напряжения (voltage contrast method) [358]. Слой d с сильным электрическим полем соответствует катодному темному пространству в тлеющем разряде. Вобласти [∆ + d, L] потенциал изменяется незначительно. В тлеющем разряде эта областьсоответствует положительному столбу. Коэффициент усиления электронного тока γ аналогичен коэффициенту вторичной электронной эмиссии из катода.IMR эффектНаблюдаемый IMR эффект может быть объяснен развитой теоретической моделью.Нижеприведенное объяснение справедливо как до развития лавинного процесса в полупроводнике, так и при наличии лавинообразования.
Внешнее магнитное поле влияет: (1)на изменение магнитной доменной структуры гранулированной пленки и (2) на ориентацию спинов ферромагнитных частиц и локализованных электронов на интерфейсе. Изменение магнитной доменной структуры, индуцированное магнитным полем, приводит куменьшению относительной доли областей, где электроны могут пройти из гранулированной пленки в полупроводник SC, минуя спин-зависимый потенциальный барьер.
Этимиобластями являются доменные стенки. Увеличение ориентации спинов ферромагнитныхчастиц и локализованных электронов приводит к росту высоты барьера. В результатеэтого, ток, протекающий через гетероструктуру, уменьшается. Если в полупроводнике320развивается лавинный процесс, то изменения тока становятся гораздо более сильными.В результате процесса ударной ионизации, индуцированной инжектированными электронами, образуются дырки, которые движутся к барьеру и аккумулируются в его области.Наличие дырок в области барьера понижает его высоту, что увеличивает ток, протекающий через барьер, и приводит к усилению лавинного процесса.
Таким образом, благодаряобратной связи, формирующейся при лавинном процессе, малые вариации высоты барьера и его прозрачности приводят к большим изменениям тока и к значительным величинаммагнитосопротивления.Рассмотрим подробнее влияние магнитной доменной структуры гранулированной пленки на ток, протекающий в гетероструктуре SC / гранулированная пленка. Инжекцияспин-поляризованного тока в SC может осуществиться двумя путями (рис.
6.28): (1) инжектированные электроны проходят над спин-зависимым потенциальным барьером W ,находящимся на расстоянии r0 от интерфейса, (2) спин-поляризованные электроны туннелируют с подуровней обменно-расщепленных локализованных состояний. Для определенности мы рассмотрим первый вариант и пренебрежем туннелированием с локализованных состояний. Если магнитное поле H меньше поля насыщения Hsat , при которомдомены пропадают, доменная структура гранулированной пленки (рис.
6.5) индуцируетсоответствующую спиновую ориентацию электронов, локализованных в обогащенном слоеSC, и индуцированная доменная структура имеет доменные стенки (рис. 6.31). В этом случае электроны, инжектированные из гранулированной пленки и движущиеся по каналамвдоль доменных стенок, могут пройти через обогащенный слой без потери их спиновойориентации и без преодоления потенциального барьера (траектории с точками a). Средняя концентрация электронов, которые проходят в SC через поверхность C на рис. 6.31(поверхность виртуального катода [359]), является суммой электронных концентраций областей с максимальной высотой спин-зависимого потенциального барьера, находящихсяв области доменов (точки b), и электронных концентраций областей без потенциальногобарьера, находящихся в области доменных стенок (точки a)nC = na ξa + nb ξb ,(6.45)где na – концентрация электронов в области доменных стенок, nb – концентрация электронов в области доменов, ξa и ξb – соответствующие вклады парциальных концентраций всреднюю концентрацию.
В поле насыщения, при H = Hsat , когда магнитные домены пропадают, электроны, движущиеся в SC от интерфейса, должны преодолеть потенциальныйбарьер на расстоянии r0 (траектории с точками b) и в уравнении (6.45) ξa = 0. Принимаяво внимание, что na > nb и что рост магнитного поля понижает вклад доменных стенокξa , из уравнения (6.45) следует, что в диапазоне [0, Hsat ] увеличение магнитного поля приводит к понижению электронной концентрации nC и к уменьшению протекающего через321DomainsGranular filmInterfacesurfacer0aabCAvalanche processAccumulationelectron layerSemiconductorРис. 6.31: Траектории без потери спиновой ориентации инжектированных электронов ибез преодоления потенциального барьера обогащенного слоя (точки a) и траектории спреодолением потенциального барьера (точки b).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
