Разогревные транспортные и оптические эффекты в полупроводниковых микроструктурах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

«в од

С СКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ РАДИОТЕХНИКИ И ЭЛЕКТРОНИКИ

На правах рукописи

Толетпгпн Валэр.—Л Псаакопяч

Р/ЭОГРЕЕНЫЕ ТРАНСПОРТНЫЕ И 01ГО1ЧЕСКЕВ ЭКГЗСШ В ПОЛУПРОВОДШЗСОЕЫХ ГГаСРССТРУКТУРМ

(01.04.10 - "Физика полупроводников н диэлектриков")

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискашю ученей степени доктора (физико-математических. наук

МОСКВА 19ЭЗ

Работа выполнена в институте

радиотехники и электроники РАН.

Оффшщальше оппоненти:

доктор физико-математических наук, профессор Грябшжов З.С. доктор физико-математических наук, профессор Бугаев A.C. доктор физико-математических наук, с.н.с. Гергель В.А.

Ведущая организация:

Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, С.-Петербург Защата состоится:

14 мая 1993 г. в 10 часов на заседании Специализированного Совета Д002.74.01 в ИРЭ РАН по адресу: 103907, Москва, ул. Моховая 11.

С диссертацией мокно ознакомиться в библиотеке ИРЭ РАН.

Автореферат разослан "_" апреля 1993 г.

Ученый секретарь Специализированного Совета доктор физико-математических наук

/С.Н. Артеменко/

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Диссертация посвящена теоретическому исследованию и моделированию транспортных и оптических эффектов разогрева носителей заряда, а также разогревной и электроабсорбционной оптической Систабильности в полупроводниковых микроструктурах.

Актуальность темы диссертации обусловлена фундаментальным значением исследуемых в ней физических явлений для создания полупроводниковой элементной база информационных систем новых поколений.

Традиционный подход к проблеме повышения производительности электронных процессоров состоит в увеличении плотности упаковки и быстродействия логических элементов, что с неизбежностью ведет к уменьшению их размеров. При топологическом масштабе меньше 1 мкм протяженность активной области элемента I становится соизмеримой с характерными длинами релаксации энергии и импульса I носителей заряда (НЗ), а также с длиной их

ь р

свободного пробега относительно парных столкновений 1&е. Поскольку масштабное уменьшение напряжения имеет предел, обусловленный допустимой вероятностью ложного срабатывания, постольку параллельно со снижением размеров активной области происходит нарастание в ней напряженности тянущего электрического поля. Это приводит к нелокальности транспортных характеристик НЗ в условиях их сильной неравновэсности, что качественно меняет механизм протекания тока в элементе субмикронных размеров по сравнению с массивным образцом. В частности, возможны: бесстол-кновительный пролет (если I < 70е , 1р , 1Б); адиабатное течение (если I < I < ? , или нелокальный разогрев (если I

р о р

1 /?

1ее < 1 5 ^р > И3- ПРИ отсутствии размерного квантова-

ния именно эти эффекты определяют электропроводность монополяр-

ных структур с субмикронными размерами активных областей на основе п-йаАз и п-Ж, так, что их теоретическое исследование и моделирование, проведенные в диссертации, актуальны для развития перспективной элементной базы электронных процессоров.

Увеличение плотности упаковки логических элементов приводит к росту производительности последних лишь до определенного предела, за которым аномально возрастает роль паразитных эффектов на межэлементвых соединениях. Одна из возможностей радикального решения проблемы состоит в замене электронных логических элементов и соответствующих им гальванических соединений на оптические (или оптоэлектронные) логические элементы и оптические же мекэлементные соединения. При этом важен выбор приемлемой по совокупности физико-технологических параметров схемы оптического логического элемента. Проведенное в диссертации исследование физических механизмов разогревной и электроабсорбционной оптической бистаСильности в полупроводниковых микроструктурах на основе (ШпАзР/1пР и АЮаАз/йиАз открывает новые возможности для создания элементов такого рода и поэтому представляется весьма актуальным для развития перспективной элементной базы оптических (оптоэлектронных) процессоров.

Повышение эффективности информационных систем требует также и увеличения плотности штока информации, без искажений передаваемой на значительные расстояния. Наиболее подходящими для этого представляются волоконно-оптические линии связи, уже сегодня обладающие необходимой пропускной способностью в ближнем инфракрасном (ИК) дипозоне. Проблема же состоит в создании высокоскоростных передающих модулей, обеспечивающих их максимальную загрузку. В силу известных спектральных свойств кварцевых волокон, в качестве источника излучения предпочтение здесь отдается одночастотным Са1пАзР/1пР лазерам, излучающим в диапозо-

не « i.55 мкм. Их отличительными особенностями в сравнении с другими (например, арсеяид-галлиевыми) лазерами ближнего ИК диапозона являются, как относительно большой уровень разогрева НЗ в процессе их инкекции и рекомбинации, так и высокая чувствительность к нему выходных характеристик. Последнее обстоятельство позволяет использовать быстропротекающие процессы разогрева и охлаадения НЗ для высокоскоростной модуляции и, таким образом, делает построение и исследование адекватно описывающей эти процессы теоретической модели одночастотного GalnÄsP/InP лазера, предпринятые в диссертации, актуальным для развития перспективной элементной базы волоконно-оптичесих систем связи.

Цель проведенных в диссертационной работе исследований состояла в теоретическом анализе и численном моделировании ряда важных для указанных приложений транспортных и оптических эффектов разогрева НЗ, а также нелинейной электроабсорбции в полупроводниковых микроструктурах.

Задачами, поставленными и решенными с этой целью, являются:

- построение теоретических и лателатических жоделей: разогрева электронного газа при его транспорте в короткоканальных и слоистых монополярных структурах; разогрева плотной электронно-дырочной плазмы при ее электрической и оптической инкекции в биполярных структурах; нелинейной электроабсорбции при распространении излучения в волноводных фотодиодных структурах;

- исследование физических эффектов: транспорта горячих электронов в AlGaA3/GaAs и Si гомо- и гетероструктурах; взаимодействия излучения с разогретой электронно-дырочной плазмой в СаХпАзР/ТпР гетероструктурах; электроабсорбционной оптической бистабильности в AlGaAs/GaAa гетероструктурах.

Научная новизна диссертационной работы состоит в оригинальных формулировке и исследовании ряда вопросов теории и математического моделирования процессов переноса НЗ, а также их взаимодействия с излучением в полупроводниковых микроструктурах. При этом получены новые результаты в области транспорта горячих электронов, динамики неравновесных электрон-фонон-фотонных систем и оптической бистабильности в полупроводниках, основные из которых выносятся на защиту в виде следующих научных положений.

1. Характеристики АЮаАз/СШз инжектора с резонансным тун-нелированием электронов зависят от параметров спейсер-слоя, расположенного между формирующими его п+ - эмиттером и нелегированной двух (или более) барьерной туннельно-резонансной структурой. Ток инжектора с классическим спейсер-слоем определяется вкладом двух груш НЗ: 1) пролетных, без столкновений преодолевающих пространство между виртуальным катодом и туннельно-резонансной структурой и 2) термализованных у эмиттерной границы этой структуры. В условиях, когда относительный вклад пролетных электронов не мал (т.е. при I < 1&е, 1р, 1В) , на вольт-амперной характеристике (ВАХ) инжектора возникает участок резкой отсечки тока, соответствующий опусканию уровня резонансного туннелирования ниже виртуального катода.

2. При инжекции электронов в субмикронный слой совершенного СаЛз в условиях, когда только парные столкновения не являются редкими на его толщине (т.е. при 1де < I < 1В), поперечная электропроводность слоя определяется близким к адиабатному гидродинамическим течением электронной плазмы с самосогласованным полем. Неустойчивость такого течения в режиме заданного напряжения приводит к образованию динамических разрывов - удар-

шх боли, рождение, перемещение и распад которых меняет заряд слоя и проявляется во внешней цепи, как осцилляции тока.

3. Пространственное перераспределение НЗ по море их разогрева тянущим полем в многослойных (периодических и непериодических) Е-А1С1аАа/п-(к]Аз гэтероструктурах с толщиной широкозонных слоев I, нэ превышающей характерных дли: экранирования 1а и остывания ~ при 1р < 1ее < I < 1В, приводит к возникновению отрицательного поперечного дифрерокцкалъ--ного сопротивления Б-типа с технологически и физически (посредством магнитного поля) управляемыми параметрами.

4. Охлаждение разогреваемого тянущим полем электронного газа в гН5£ короткокэнальных и поверхностно-барьерных структурах вследствие диффузионного или конвективного выноса тепла в контакты и (или) неупругой релаксации на поверхности, приводит к отличию их электропроводности от таковой в случае массивного однородного образца. В частности, отсутствует насыщение дрейфовой скорости, а область неомичёсксй проводимости смешается в сторону больших полей. Величина эффекта зависит, как от отношения размеров проводящего канала (при том, что I < < !) к длинам экранирования I и остывания так и от взаимной направленности диффузионного и конвективного штоков тепла в приповерхностных областях пространственного заряда (ОПЗ).

5. Разогрев НЗ в активной области инфекционных'лазеров нэ основе (кз1пАзР/1пР двойных гетероструктур (ДГС) оказывает значительное влияние на их пороговые, люминесцентные и модуляционные характеристики. Неизбежно возникающий в процессе инжекции и рекомбинации, он приводит к насыщению усиления и активации вну-тризонного поглощения, т. е. к парзитным эффектам. Вместе с тем, малоинерционные разогрев и охландение НЗ могут использоваться для эффективней высокоскоростной модуляции излучения

одкочастотных 0а1пАз?/1пР лазеров.

6. Взаимная зависимость величины электрического поля и теша чувствительной к нему межзснкой фотогенерацш приводят к сильной злектрооптической нелинейности АЮаАз/СаАа Р--1-К ДГС и формируемых на их основе эпитаксиалькых волноводов в условиях, эффекта Франца-Келдыша. При наличии внешней электрической или оптической пояснительной обратной связи такая нелинейность приводит, соответственно, к абсорбдаоняой или дисперсионной низкопороговой оптической бистабильностй волноводных элементов, монолитно интегрируемых с А1СаАа/СаА9 гетеролазерами.

Научная__ценность диссертационной работы

состоит в том, что в ней на основе единого теоретического подхода, базирующегося на микроскопическом анализе и адекватном описании элементарных процессов, исследован ряд транспортных и оптических эффектов разогрева ИЗ при их переносе и взаимодействии с излучением в полупроводниковых микроструктурах. Сформулированные в результате теоретические и математические модели, равно, как и реализующие их аналитические и численные методы, позволяют изучать актуальные для приложений явления в неравновесных электрон-фонон-фотонных системах слояиых по составу и топологии микроструктур, исходя из наиболее фундаментальных принципов физики полупроводников.

Практическая значимость диссертационной работы обусловлена ясной прикладной направленностью рассмотренных в ней вопросов. При этом полученные результаты мокко условно нодолитъ на следующие две группы. Во-первых, это предсказанные и изученные в диссертации (и в большинстве своем подтверждаемые экспериментом) явления в полупроводниковых микроструктурах, расширяющие или улучшающие функциональные возмож-

кости формируемых ка их основе приборов. Сюда можно сгнести, например, эффекта возникновения Б-образного участка ка ВАХ и обусловленного им пикосекундкого переключения, в многослойных гетерсструктурах; пикосекундаой ке модуляции излучения полупроводникового лазера греющими импульсами и др. Ео-вторых, это разработанные з диссертации математические и численные модели, пригодные для использования в целях автоматизированного проектирования. Здесь можно отметить самосогласованную гидродинамическую модель электронного транспорта в п-СаАз с учетом непара-боличности спектра и немалой анизотропии функции распределения ГО; самосогласованную модель СаТпЛзР/1п2 одночастотного лазера с разогретой электронно-дырочной плазмой и пр.

Результаты диссертационной работы используются или же могут быть использованы при проведении исследований в области физических основ полупроводниковой электроники и разработки перспективных полупроводниковых приборов в таких научно-исследовательских учреждениях, как Институт радиотехники и электроники РАН (Москва, Фрязкис), Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН (С.-Петербург), Институт общей физики РА1{ (Москва), Институт прикладной физики РАН (Н.- Новгород), НИИ Прикладной физики* им. Ф.В. Лукина (Зеленоград), НПО "Исток" (Фрязино), НПО "Пульсар" (Москва), НПО "Полюс" (Москва) и др.

Апробация__работы. Основные результаты диссертации докладывались автором на IV и V Всесоюзных конференциях "Физические процессы в полупроводниковых гетерсструктурах" (Минск, 1936 г. и Калуга, 1990 г.); VI и VII Всесоюзных симпозиумах "Плазма и неустойчивости в полупроводниках" (Вильнюс, 1986 г. и Паланга, 1389 г.); I Всесоюзной конференции "Физические к физико-химические основы микроэлектроники" (Вильнюс,

1987 г.); 1-Й Всесоюзных совещаниях "Математическое моделирование физических процессов в полупроводниках и полупроводниковых приборах" (Паланга, 1987 и 1389 гг.; Ярославль, 1988 и 1930 гг.;; 1 Всесоюзной конференции "Физические основы твердотельной электроники" (Ленинград, 1989 г.); I и II Республиканском семинаре "Математическое моделирование элементов и Фрагментов БИС" (Рига, 1988 и 1990 гг.); 1-111 Международных семинарах "Моделирование приборов и технологий в микроэлектронике" (Новосибирск, 1990, 1991 и 1992 гг.); II Всесоюзном совещании "Оптическая бистабильность и оптические вычислительные системы" (Минск, 1990 г.); Всесоюзном симпозиуме "Физические принципы и методы обработки информации" (Гродно, 1991 г.); XV Всесоюзной конференции "Высокоскоростная фотография, фотоника и метрология быстропротехающих процессов" (Москва, 1991 г.); I Советско-международной конференции по волоконной оптике (1БР0С'91, Ленинград, 1991 х;.); Международном совещании по оптическому переключению (РЗ'Э2, Минск, 1992 г.); XXII Европейской конференции по исследованию твердотельных приборов (ЕЗ.ЗБЕНС'92, Левен, 1992 г.); III международной конференции "Физические проблемы оптической связи и обработки информации" (Севастополь, 1992 г.).

П_у б л__и к а ц и и. В основу диссертации положены работы, опубликованные в 34 статьях, список которых приводится б конце настоящего автореферата, а также в тезисах упомянутых конференций.

Структура и объем, Диссертация состоит из Введения, пяти Глав, Заключения и Списка цитируемой литературы из'ЗАОнаимековакий. Объем работы составляет 372страницы, в том числе 6 таблиц и 48 рисунков.

СОДЕРЗАНИЕ ДКССВРТАЦЗОННОИ РАБОТЫ.

Введение включает в себя обоснование актуальности теш диссертации, формулировку ее целей, а также краткое описание (по Главам) исследуемых в работе проблем, методов их решения и полученных в итоге результатов.

Первая Глава диссертации, имеющая в своей основе методический характер, посвящена формулировке теоретических моделей процессов переноса в электронной (дырочной) плазме полупроводниковых микроструктур. Материал, вошедший в эту Главу подобран таким образом, что, с одной стороны/она содержит обоснование, общий вид и числовые параметры всех используемых в дальнейшем моделей процессов переноса, а, с другой - дает замкнутую (без использования каких-либо вводимых извне параметров) формулировку гидродинамической и квазигидродинамической моделей, пригодную для численного расчета электрических характеристик реальных приборов на СаЛэ или

Суть возникающих здесь проблем, четко обозначившихся на рубеже 70-х и 80-х годов Ш, состоит в следующем. Физические условия функционирования активных элементов в полупроводниковых интегральных схемах новых поколений оказались настолько отличными от традиционных, что успешно использовавшаяся ранее для моделирования процессов переноса система уравнений Шокли не могла более рассматриваться, как адекватная. При этом для широкого класса задач, в которых квантовые эффекты при движении НЗ еще несущественны, а дрейфово-диффузионная модель Шокли уже неприменима, достаточно общий подход к описанию процессов переноса может быть основан на системе кинетических уравнений Больцмана с самосогласованным шлем для одночастичных функций распределения. Однако, решение возникающей таким образом систе-

мы нелинейных интегро-дифференциальных уравнений в частных производных для реальных по составу и топологии полупроводниковых микроструктур крайне сложно и возможно лишь при использовании специальных методов.

Наиболее продвинутыми в настоящее время представляются следующие два направления [21. Во-первых, это метод, основанный на замене реальных НЗ макрочастицами при описании классического движения в самосогласованном поле и использующий процедуру Монте-Карло для учета процессов рассеяния. Его сильными сторонами являются детальное описание распределения неравновесных НБ по всему конфигурационному пространству, а также возможность прямого включения в расчет особенностей зонной структуры'и механизмов рассеяния для конкретных полупроводников. Основной же недостаток связан с большими объемом вычислений и требуемой для их проведения оперативной памятью ЭВМ, возрастающими до трудно реализуемых размеров при учете парных столкновений в плотной электронной (дырочной) плазме. Кроме того, возможности метода макрочастиц ограничивает и его принципиальная неприменимость для аналитического исследования. Между тем, во многих практически важных случаях (например, в активных областях некоторых типов полевых гетеротранзисторов и других приборов на основе гетероструктур) концентрация НЗ достаточно высока для того, чтобы парные столкновения не только оказывали влияние на их транспортные характеристики, но и являлись фактором, определяющим вид функции, распределения. В этих условиях естественным является второй из упомянутых выше подходов, основанный на той или иной форме разложения истинного решения кинетического уравнения Больцмана по малым отклонениям от локально-равновесной функции распределения и сводящий его к замкнутой системе дифференциальных уравнений для нескольких первых моментов функции

распределения. Использование возникающих, таким образом континуальных моделей процессов переноса для анализа работы полупроводниковых приборов имеет давнюю традицию СЗ, 41 и широко распространено в настоящее время. Основные преимущества при этом связаны с относительно небольшим объемом вычислений, возможностью применять хорошо развитые численные методы газовой динамики и получать (в определенных предельных случаях) аналитические результаты. К недостаткам же можно отнести отсутствие детального описания функции распределения (что не очень важно при ее максвеллизации в условиях частых парных столкновений) и сложность учета особенностей зонной структуры и процессов рассеяния в рамках конкретных континуальных моделей. Последнее обстоятельство не должно, однако, рассматриваться, как принципиальное ограничение, если указан исходящий из "первых принципов" (т.е. основанный на микроскопическом описании спектра и процессов рассеяния НЗ) способ расчета параметров модели, не выходящий за ее рамки.

Решение этой задачи (в полном объеме не обнаруженное автором в известной ему литературе) и составляет предает Главы 1. За основу здесь взята та хе, что и обычно используемая для полупроводников типа ваАз или в методе Монте Карло [5, 6] модель зонной структуры и процессов рассеяния , учитывающая в изотропном приближении многодолинность и непараболичность спектра электронов (многоподзонность спектра дырок), равно, как и все основные процессы решеточной релаксации. В качестве классифицирующего признака, выделяющего ту или иную континуальную модель, выбрана степень контроля процессов релаксации импульса и энергии парными столкновениями [7, 8].

В §1.1 дана формулировка исходного кинетического уравнения

Больцмана с самосогласованным шлем, принятая в литературе для описания эволюции одночастичных функций распределения неравновесных НЗ в неоднородных полупроводниках.

В §1.2 проведен детальный анализ скоростей релаксации импульса и энергии пробного электрона (дырки) в результате решеточного рассеяния и парных столкновений. Учтены, как непарабо-личность спектра, так и поровдаемая ею зависимость интеграла перекрытия блоховских волновых функций рассеивающейся квазичастицы в начальном и конечном состояниях от ее энергии. Кроме того, принято во внимание (в статическом приближении) и обусловленное НЗ экранирование рассеивающего потенциала. Результаты представлены в терминах введенных для этой цели специальных функций и в виде протабулированных численно частот релаксации импульса и энергии пробного электрона в п-СаАз. На основе полученных данных конкретизированы известные критерии применимости -гидродинамической и квазигидродинамической моделей процессов переноса в электронном газе п-боЛз.

В §1.3 приведена формулировка самих этих моделей, базирующаяся на использовании явного вида функции распределения в условиях полного (1 < I) или неполного < I- <

Р о р Ус о

I) контроля процессов релаксации парными столкновениями и описанного выше подхода к расчету вероятности таких процессов. Там же представлены данные численного расчета кинетических коэффициентов и определяемых ими характеристик однородного дрейфа электронов в п-<3сь4а. Среди полученных здесь результатов отметим обнаруженное в расчетах различие во влиянии непараболичности спектра на транспортные характеристики электронов Г - и I -долин в рамках континуальных моделей. Причина этого состоит в том, что для внутридолинного рассеяния Г-электронов увеличение

Рисунок I. Зависимость эффективной температуры электронного газа от напряженности тянущего шля в однородном п-€-аЛз с учетом (1) и без учета (2) непараболично-сти спектра НЗ.

е-

5-

3-

2-

^ Г

).0 2.5 5.0 7.5 ПОЛЕ. КЗ/СМ

10.0 12.5 15.0 173

плотности конечных состояний, вызванное непараболичностыо, компенсируется обусловленным ею не падением интеграла перекрытия блоховских волновых функций начального и конечного состояний. В случае кв внутри- или мездолинного рассеяния Ь-электронов интеграл перекрытия практически не зависит от энергии и, таким образом, вызванный непараболичностью спектра рост плотности конечных состояний оказывается нескомпенсированным. Поэтому учет непараболичности Г-долинн мало меняет рассчитываемые в рамках континуальных моделей подвижность и темп релаксации энергии электронного газа, тогда, как в случае Ь-долин он гее существенно понижает первую и увеличивает вторую из этих величин. В результате, пренебренение непарабодичностью спектра НЗ, хотя и приводит к погрешности в расчете транспортных характеристик электронного газа, но становится заметным лишь для достаточно сильных (обеспечивающих эффективное заполнение Ь-долин) шлей. Иллюстрирующие это положение примеры численного расчета зависимости нормированной на температуру кристалла Т0 эффективной температуры электронов Те от напряженности тянущего поля в рамках квазигидродинамической модели даны на на Рис. I.

Вторая Глава диссертации посвящена теоретическому исследованию и численному моделированию транспорта горячих электронов в короткоканальных структурах на основе п-баАэ и Рассмотренные в трех составляющих ее параграфах классические размерные эффекты неомической проводимости дают примеры практического использования, соответственно, кинетической, гидродинамической и квазигидродинамической моделей процессов переноса, сформулированных в предыдущей Главе. Вместе с тем, изученные здесь эффекты квазибаллистического пролета НЗ, адиабатного течения электронной плазмы и неоднородного разогрева (охлаждения) электронного газа играют важную роль в формировании электрических характеристик полупроводниковых микроструктур.

Как экспериментальное исследование размерных эффектов неомической проводимости, так и верификация описывающих их теоретических моделей часто проводятся на простейших по своей топологии короткоканальных структурах, состоящих из однородного полупроводникового слоя между двумя плоскими контактами. Характеристики таких структур зависят от механизма переноса НЗ в слое и от условий на его границах. Поскольку первый задается соотношениями между толщиной слоя I и длинами релаксации энергии 1В, импульса и парных столкновений 10е НЗ в активной области структуры, а вторые определяются природой контактов, то ясно, что число возможных комбинаций двух указанных факторов может быть весьма значительным. По этой, очевидно, причине на сегодняшний день .не существует какой-либо исчерпывающей теории транспорта горячих электронов в короткоканальных диодных структурах. В диссертации также рассмотрены лишь некоторые из актуальных вопросов, возникающих в этой связи.

§2.1. посвящен исследованию кинетических эффектов в АЮаАз/СаАз инжекторе с резонансным туннелированием электронов.

Хотя сама идея резонансного туннелирования НЗ в твердотельных структурах является вполне очевидным аналогом резонансного прохождения света через многолучевые оптические системы типа интерферометра Фабри-Перо и была теоретически рассмотрена еще в начале 60-х годов С9], возможность ее практической реализации появилась лишь сравнительно недавно - в связи с развитием методов гетероэпитаксиального роста и, прежде всего, метода эпитак-сии из молекулярных пучков. К настоящему времени уже создано большое число приборов с резонансным туннелированием электронов и наблюдается процесс их интенсивного внедрения в полупроводниковую электронику [10]. Основным элементом каждого такого прибора является инжектор горячих электронов, представляющий собой нелегированную туннельно-резонансную структуру, отделенную от п+-эмиттера более или менее протяженным п°- слоем совершенного полупроводника. Последний (так называемый спейсер-слой) может оказывать заметное влияние на формирование туннельного тока инжектора. В частности, если толщина классического спейсер-слоя порядка или меньше длины свободного пробега резонансных электронов (т.е. при I 5 1ее, 1р, 1д), то соизмеримый вклад в туннельный ток дают две совершенно различиные группы НЗ: 1) пролетные, т.е. без рассеяния преодолевающие пространство между виртуальным катодом и туннельно-резонансной структурой и 2) термализованные у ее эмиттерной границы. При этом ВАХ инжектора определяется соотношением между вкладами указанных групп КЗ и может содержать дополнительный участок резкой отсечки туннельного тока (см. Рис. 2.), если доля пролетных электронов не мала. В диссертации дана теория кинетических эффектов в спей-сер-слое, основанная на анализе возможных предельных соотношений, как между его толщиной и длиной свободного пробега резонансных электронов, так и между характерными ширинами окна про-

Рисунок 2. ВАХ инжектора с резонансным туннелированием электронов при наличии пролетных эффектов в спейсер-слое. Уровень легирования п+- вала эмиттера: = 2-101а см~э; толщина спейсер-слоя I = 0.03 мкм; толщины слоев А10 ^кх0 ^Ав/СаАа двух-Оарьерной структуры: 51А - 51А - 51 А; температура кристалла: Т0 = 300К (1); 77К (2).

НАПРЯЖЕНИЕ, В

зрачности в спектре пропускания туннельно-резонансной структуры и энергетического спектра налетающих на нее НЗ, для каздого из которых проведен расчет электрических характеристик инжектора.

В §2.2. приведены результаты теоретического исследования и численного моделирования динамики плотной электронной плазмы, инжектируемой из п+- эшттера в тонкий (субмикронный) слой п-ОаАа. В отличие от классических работ по размерным транспортным эффектам вблизи инжектирующего контакта [11,12], здесь рассматривается ситуация, в которой основным каналом рассеяния слуаат меаэлектронные столкновения, причем последние цредпола-гаются достаточно интенсивными для полного контроля процессов релаксации (т.е. 1ее < 1р, Х£, I). Если при этом решеточное рассеяние на толщине слоя не очень значительно, то перенос заряда происходит в условиях, близких к адиабатному течению идеального газа. Характеристики такого течения в случав электронной плазмы определяются, главным образом, самосогласованным полем и типом контактов. В диссертации построена общая теория близкого к адиабатному течения плотной электронной плазмы в субмикронных слоях п-йаАа и рассмотрены предельные случаи бло-

з

Рисунок 3. Незатухающие осцилляции тока в йоЛз п+-п-п+ структуре при' периодическом перемещении фронта ударной волны в сверхзвуковом потоке электронной плазмы. Толщина базового слоя: 1 = 1 мкм; температура кристалла: Т0 = 77К; напряжение на структуре: и = 0.5В.

О 10 20 30 40

врвет, пс

киругацего и инжектирующего коллекторных контактов. Показано, что в первом из них конкуренция упругого примесного рассеяния и неупругого взаимодействия с ЬО-фононами приводит к установлению вблизи эмиттера незатухающих пространственных автоколебаний параметров сверхзвукового течения в режиме заданного тока. Во втором случае при малом решеточном рассеянии стационарное гидродинамическое течение оказывается неустойчивым в рекиме заданного напряжения. В результате образуются скачки уплотнения, аналогичные хорошо известным в газовой динамике разрывным решениям типа ударной адиабаты Гюгонио, перемещение которых по слою приводит к изменению его заряда и возникновению незатухающих осцилляций тока во внешней цепи (см. Рис. 3.). Частота этих осцилляций, определяемая толщиной слоя и скоростью двнвения фронта ударной волны, в разумных для эксперимента условиях монет составлять ~ 1 ТГц.

В §2.3. построена теория неоднородного разогрева (охлаждения) электронного газа в короткоканальных структурах на основе и исследовано его влияние на электрические характеристики эпитаксиальных п+-п-п+ и М-п-п+ диодов. Известно, что экспери-

ментально наблюдаемая электропроводность таких этих структур [13], заметно отличаясь от таковой в длинноканальных (I £ 1 мкм) аналогах, зависит от толщины п-слоя, причем по мере его уменьшения становятся все ближе к омической. Это явление наблюдается в условиях, когда размеры АО структуры много больше длины решеточной релаксации и, таким образом, не может быть связано с какими-либо пролетными эффектами. В диссертации показано, что наиболее вероятной причиной такого размерного эффекта при I < 1еа < I ~ 1т является поверхностное (на контактах) охлаждение электронов, разогреваемых тянущим полем в базовой области диода. Для его количественного описания использованы допущение о неполном контроле процессов релаксации (только •энергетической) парными столкновениями (1р < 1ее < 18, I) и соответствующая этому приближению квазигидродинамическая модель, которая, в конце концов, сведена к уравнению теплопроводности несжимаемого электронного газа с учетом конвективного переноса тепла. Сформулированы условия для эффективной температуры электронов и переносимого ими потока тепла на контактах и показано, что в случае характерных для п-Б1 механизмов релаксации импульса и энергии возникающая таким образом нелинейная граничная задача может быть сведена к точно решаемой при любом уровне разогрева электронного газа. Результаты, представленые в виде квадратурных формул и их численной табуляции, дают наиболее важные характеристики рассматриваемых структур - ВАХ, коэффициет инжекции и время накопления-неосновных НЗ. Из них, в частности, следует, что для п1"- п - п+ структуры диффузионный вынос тепла из базовой п-области в п+- контакты приводит к отсутствию насыщения дрейфовой скорости (типичного для объемных образцов гьБЧ при тех же напряженностях тянущего шля) и спрямлению ВАХ. Примеры .расчета последней представлены на Рис. 4., где плотность тока

Рисунок 4. ВАХ кремниевой п+-п-п+ структуры с неоднородно разогретым электронным газом. Температура кристалла: Т0 = ЗОСК. Толщина базовой области: I = 10-(1); 8-Ц (2); 4(3); 2-7т (4).

i i i г

О 100 20Э 300 +00 500 НАПРЯЖЕНИЯ, отк. вд.

нормирована на величину ^ = (е и - заряд и кон-

центрация электронов, 7В - скорость насыщения в массивном образце), а напряжение - на тепловой потенциал <рТо = Т0/е. В случае М - п - п+ структур к этим эффектам добавляется еще и немонотонная зависимость коэффициента инжекции от плотности прямого тока, обусловленная конкуренцией охландения НЗ вследствие конвективного выноса тепла из базовой п-области через барьер Шоттки и их даоулева разогрева в этой области.

Третья Глава диссертации посвящена теоретическому исследования транспорта горячих электронов в слоистых структурах на основе п-€аАз и п-31. Возникающий здесь круг проблем, с одной стороны, обусловлен перспективой разработки композитных полупроводниковых кристаллов с электрическими характеристиками, принципиально отличными от таковых в каадой из.составляющих, а, с другой стороны, продиктован необходимостью адекватного понимания физических процессов в уже созданных многослойных структурах такого типа. Близкий по постановке класс задач возникает и цри изучении продольного транспорта горячих

электронов в слоистых структурах с локализованным проводящим каналом и (или) ОГО.

В §3.1 рассмотрены многозначные (Б- и типа) ВАХ периодически-слоистых гомо- и гетероструктур в условиях пространственного перераспределения НЗ при их разогреве тянущим шлем. Впервые идея такого рода высказывалась еще в начале 70-х годов [141, а экспериментально осуществлена была на АЮаАз/йаАэ гете-роструктуре с селективным легированием в начале 80-х [15]. Впо-следствие характерный для этих структур процесс перехода разогреваемых полем НЗ из нелегированных узкозонных слоев с большей подвижностью в широкозонные слои с меньшей подвижностью и порождаемая им отрицательная дифференциальная проводимость Н-типа интенсивно исследовались, главным образом, в связи с задачами поиска и оптимизации условий построения аналога диода Ганна на пространственном (вместо меадолинного) переносе НЗ [14,15]. Цель же проведенного в диссертации исследования состояла в построении достаточно простой и универсальной теории, описывающей более широкий круг явлений и позволяющей моделировать новые композитные структуры с наперед заданными электрическими свойствами. Для этого использовано приближение неполного контроля процессов релаксации парными столкновениями и следующая из него квазигидродинамическая модель, уже в рамках которой предполагалось, что толщины периодически чередующихся слоев, образующих классическую сверхрешетку (СР), меньше, чем характерные длины остывания электронного газа в них, т.е. 1р < 1&е < I <, 1т. Последнее допущение позволяет считать эффективную температуру электронов примерно однородной на периоде СР. Что же касается пространственного распределения их концентрации, то допуска-лоЬь, что оно может быть существенно неоднородным на периоде ,СР, и, более того, меняться по мере, разогрева электронного га-

Рисунок 5.

ВАХ СаАз п+-п-п+ коротко-канальной структуры при наличии (сплошные линии) и отсутствии (штриховые линии) одиночного А10 2ва0 вЛв классического барьера. Толщина барьера 12 = 0.1толщина базовой области: = 0.7*1Т (1); 1.1-1т (2); 1.5-1т (3). Напряжение отнесено к тепловому потенциалу фТо.

за. В итоге задача расчета проводимости структуры, которая для одноосной СР является анизотропной характеристикой, сводится к самосогласованному решению уравнений баланса мощностей и Пуассона на ее периоде. В диссертации рассмотрены такие решения и получены выражения, определяющие ВАХ классической СР при произвольной ориентации между ее осью и направлением тянущего поля. Среди основных результатов, следующих из описанной модели, отметим предсказание не обсуждавшейся ранее Б-образности продольной ВАХ селективно легированной п-СаАз гомоструктурной СР, а также возможную интерпретацию наблюдавшегося экспериментально [16] отрицательного поперечного сопротивления Б-типа N-^16048/11-0043 гетероструктурной СР.

Возникновение Б-образного участка на ВАХ при пространственном перераспределении разогреваемых тянущим полем НЗ между электрически последовательно соединенными узкозонными и широкозонными слоями возможно не только для периодически-слоистых структур. В качестве альтернативного примера в диссертации рассмотрена короткоканальная п4- п - п+ (¡аЛз структура, содержащая в своей базовой п-области одиночный классический АЮаАз бар',ер.

В предположении, что его толщина не превышает длин экранирования 1д и остывания гт, т.е. 7 £ 1В, 2Т, с использованием развитого ранее в §2.3 подхода найдены ВАХ рассматриваемой гетеро-структуры и показана возможность образования на ней участка отрицательного сопротивления Б-типа (см. Рас. 5.). Заметим, что Б-образная ВАХ и соответствующее ей переключение в аналогичной однобарьерной структуре наблюдались экспериментально [17].

В §3.2 приведены результаты исследования электропроводности ЛЮаАз/СкхАэ селективно легированной гетероструктуры с локализованным проводящим каналом в условиях разогрева НЗ тянущим полем и пороздаемых им эффектов фононного узкого горла. Физическая сущность возникающих здесь явлений состоит в следующем. Степень разогрева НЗ (при неизменных внешних условиях) опреде-' ляется темпом передачи тепла от электронного газа к окружающей среде (т.е. термостату). Этот процесс разбивается на три этапа: 1) неупругое рассеяние горячих электронов на длинноволновых (преимущественно ЬО) фононах; 2) их ангармонический распад на пары коротковолновых фононов и 3) релаксацию последних вследствие взаимодействия с термостатом. Для рассмотренной структуры интенсивная генерация горячими электронами ЬО-фононов в области проводящего канала и пространственная развязка между вводом даоулевой мощности и отводом тепла в окружающюю среду приводят к сильной неравновесности коротковолновых фононов (которые только и могут осуществлять вынос тепла на переферию кристалла) и задержке в передаче энергии от электронного газа в термостат. Результатом становится перегрев (по отношению к случаю равновесных фононов) электронного газа в канале, тем больший, чем выше их концентрация и ниже теплоемкость образца. Для количественного анализа электропроводности в этих условиях использованы приближение полного контроля процессов.релаксации парными столкно-

Рисунок 6.

Зависимость дрейфовой скорости электронов от их концентрации в локализованном проводящем канале двойной П-ЛЮаАэ/пР-СаАа/П-АгОаАа ге-тероструктуры. Температура кристалла: Т0 = 300К; напряженность тянущего поля: 1 = 10 кВ/см (1); 20 кВ/см (2). Штриховая линия соответствует пороговому для отрицательной дифференциальной проводимости значению

вениями (хорошо выполняющееся канале с концентрацией НЗ Не £ 1018 см-3) и следующая из него гидродинамическая модель процессов переноса в вырожденном электронном газе. В результате численных расчетов показано, что эффекты неравновесности фононной подсистемы кристалла при пространственной развязке областей ввода и вывода энергии существенно влияют на транспортные характеристики НЗ в проводящем канале. В частности, они приводят к концентрационной зависимости подвижности и дрейфовой скорости (см. Рис. 6.), а, следовательно, к возможности их модуляции напряжением на управляющем электроде (затворе).

В §3.3 рассмотрен даоулев разогрев электронного газа в ограниченном полупроводнике с ОПЗ и неупругой релаксацией на поверхности. Эта задача имеет вполне определенную прикладную направленность, поскольку именно в приповерхностных ОПЗ и формируются проводящие каналы большинства типов полеЕых транзисторов. Вместе с тем, ее решение выходит за чисто практические рамки, поскольку любая поверхность раздела (гетеропереход, граница с диэлектриком и т.д.), с одной стороны, содержит ОПЗ, а с

КОНЦЕНТРАЦИЯ, 10й Ш~*

другой - в той или иной степени является источником дополнительной (по отношению к объемной) неупругой релаксации. Последняя, как известно [18], служит причиной размерного эффекта в электропроводности ограниченных полупроводников, величина которого зависит не только от интенсивности неупругого рассеяния на поверхности, но и от механизмом переноса к ней энергии разогреваемых тянущим полем Ю. В электронном газе достаточно высокой плотности (позволяющей говорить о термализации НЗ) существует лишь два таких механизма: диффузия тепла (всегда направленная к поверхности) и его конвективный перенос во встроенном поле (на-цравление которого определяется типом 01В). Соответственно, если диффузионный и конвективный потоки тепла совпадают по направлению, как это имеет место для обогащенного и инверсионного приповерхностных слоев, то роль неупругой поверхностной релаксации возрастает, а в противоположном случае, характерном для обедненного слоя - падает. В диссертации на основе приближения неполного контроля процессов релаксации парными столкновениями и следующей из него квазигидродннамической модели, которая в рассматриваемых условиях сводится к совместной системе одномерных уравнений теплопроводности и Пуассона, построена самосогласованная теория джоулева разогрева НЗ при их транспорте вдоль поверхности полупроводника с ОПЗ и неупругой релаксацией. Показано, что при характерных для неохлажденного п-5£ механизмов объемной релаксации импульса и энергии, в каждом из трех основных зарядовых состояний поверхности - обогащения, обеднения и инверсии. - возникающая граничная задача может быть сведена к точно решаемой при любом (но обязательно большем, чем температура) загибе зон и произвольной напряженности тянущего поля. Единственным необходимым для этого приближением является допу-

Рисунок 7.

Нормированное отклонение эффективной температуры электронного газа на поверхности от ее значения в объеме полупроводника, как функция отнесенного к температуре кристалла поверхностного загиба зон. Отношение скоростей поверхностной и объемной релаксации энергии: а = 0.2 (1); 1 (2); 5 (3).

ПОВЕРХНОСТНЫЙ ЗАГИВ ЗОН

щение о малости характерной длины экранирования в сравнении с длиной остывания гт, что обычно и имеет место в рассматриваемых структурах. Полученные в итоге количественные результаты подтверждают (см. Рис. 7.) сформулированный выше качественно и наблюдаемый экспериментально [193 эффект усиления роли поверхностного охлаждения при переходе от обедняющих к обогащающим загибам зон.

Четвертая Глава диссертации целиком посвящена теоретическому исследованию и численному моделированию одночастотных инжекционных лазеров на основе Са1тгАаР/1пР ДГС в условиях разогрева НЗ. Круг возникающих в этой связи проблем отличается от обсуждавшихся выше разогревных транспортных эффектов тем, что здесь источником разогрева НЗ служит мощность, выделяемая в процессе их инжекции и рекомбинации при отсутствии направленного движения, а наиболее важным его последствием становится изменение оптических свойств структуры. При этом разогрев НЗ сказывается на работе лазерного диода двояким образом. С одной стороны, он затрудняет достижение порога квазистаци-

Рисунок 8.

Температурная зависимость межзонного усиления (штриховые линии) и поглощения на дырках с переходом в спин-отщеиленную подзону (сплошные лимт) для СШпАаР (А, ~ 1.55 мкм). ^ = 1.05-1018 см-3 (1, 1'); 1.20-1018 см-3 (2, 2' ).

Г- 200

3

» 150

ООО 3)0 320 330 340 350 ЭФФЕКТИВНАЯ ТЕМПЕРАТУРА (К)

онарной генерации и сникает ее эффективность за порогом (см. Рис. в., иллюстрирующий влияние разогрева на усиление и поглощение), т.е. приводит к паразитным эффектам. С другой - разогрев и охлаждение неравновесных НЗ являются существенно более быстрыми процессами в сравнении с их инжекцией и рекомбинацией, что может быть использовано для скоростной модуляции лазерного диода греющими оптическими [20] или электрическими [21] импульсами. Выбор объекта для исследования разогревных оптических явлений не случаен. Сочетание высокой эффективности и максимально возможного быстродействия практически наиболее важно для лазеров ближнего ИК диапозона, применяемых в волоконно-оптических системах передачи и обработки информации. По известным же причинам предпочтение здесь отдается лазерам на основе Са1пАзР/1пР ДГС, в которых эффекты разогрева носителей заряда, как раз и являются особенно значительными (в сравнении, например, с аналогичными по структуре АХСаАз/СаАз лазерами), поскольку лежащие в их основе физические процессы усиливаются по мэре сужения запрещенной зоны.

В §4.1 приведена и обоснована используемая в работе модель

одночастотного Са1пАзР/1пР лазера. Развиваемый подход к его описанию в условиях разогрева плотной ЭДП исходит из естественного для концентраций г 1018 см-3 допущения о быстрой терма-лизации НЗ. При этом активная область инжекционного лазера рассматривается, как незамкнутая система, состоящая из электронов (дырок), ЬО-фэноков и волноводных фотонов, взаимодействующих между собой и с окружающей средой. Роль последней играют равновесные НЗ в щирокозонных эмиттерах, окружающих узкозонную активную область, и коротковолновые фонолы, которые в данном случае считаются также равновесными. В пространственно однородном (по объему активной области) приближении, являющимся хорошей аппроксимацией для одномодовых Са1пАз1>/1пТ лазерных диодов на основе зарощенных мезаполосок, модель сводится к системе четырех скоростных уравнений - для плотностей частиц и энергии ЭДП, а также для чисел заполнения ЬО-моды фононов и возбуждаемой моды фотонов. В диссертации эти уравнения получены непосредственно из систем^ кинетических уравнений Больцмана для НЗ, фононов и фотонов при использовании явного вида функции распределения электронов (дырок) и учете эффекта фононного узкого горла в релаксации их энергии. Связь электронно-дырочной плазмы с окружающей средой описывается граничными условиями на гетеропереходах, учитывающими обмен частицами и энергией между узкозонной активной областью и окружающими ее широкозонными эмиттерами. При этом плотности тока накачки и потока энергии, втекае-мые в активную область извне, считаются заданными.

§4.2 содержит результаты исследования описываемых сформулированной моделью стационарных - пороговых, мощностных и спектральных - характеристик одночастотного Са1тгАзР/1пР лазерного диода. Среди основных особенностей, вносимых разогревом НЗ вследствие инжекции через гетеробарьеры, оке-рекомбинации и

Рисунок 9.

Сдвиг линии генерации одночастотного Са1пАзР/1пР РОС-лазера (X « 1.55 мкм) в зависимости от плотности тока накачки. Температура кристалла: Т0 = 300К; время распада ЬО-фонона: т^ 4 = 3 пс (1); 6 пс (2); 9 пс (3).

НАКАЧКА, КА/СМ"

внутризонного поглощения стимулированного излучения, отметим его нетривиальное воздействие на характеристики запороговой люминесценции. Дело в том, что в режиме стационарной генерации усиление возбуждаемой моды компенсирует (с точностью до малой поправки, вносимой спонтанной эмиссией) ее потери. В изотермической электронно-дырочной плазме, описываемой единственным параметром - концентрацией Не, это с неизбежностью приводит к стабилизации последней и всех зависящих от нее стационарных характеристик за порогом генерации. Если же состояние плазмы описывается более, чем одним параметром (в данном случае двумя - концентрацией Ие и эффективной температурой Те) условие взаимной компенсации усиления и потерь не приводит к его стабилизации, но лашь устанавливает некоторую связь между параметрами. Определяемые же состоянием электронно-дырочной плазмы квазистационарные характеристики лазерного диода, в том числе квантовая эффективность, интенсивность спонтанного излучения и длина волны стимулированного излучения (зависимость смещения последней по мере роста накачки показана на Рис. 9.) должны зависеть от величины накачки, что и наблюдается в экспериментах с одночас-

тотными Са1пАзР/1пР лазерами при высоком уровне их возбуждения [22]. В диссертации проведен расчет пороговых, мощностных и спектральных характеристик рассматриваемых лазеров в условиях разогрева НЗ. Показано, что при фиксированной накачке его уровень определяется, прежде всего, стопенью неравновесности взаимодействующих с электронами и дырками ЬО-фононов, а также эффективностью диффузионного выноса энергии из узкозонной активной области в широкозонные эмиттеры. Обнаружено, что среди обусловленных разогревом НЗ эффектов наибольшее влияние на характеристики запороговой люминесценции оказывает активация процессов межподзонного (с переходом в спин-отщепленную подзону) поглощения стимулированного излучения на дырках.

В §4.3 исследованы малосигнальные модуляционные характеристики рассматриваемых лазерных диодов. Здесь разогрев НЗ приводит к следующим эффектам. Во-первых, для частот, период которых много больше времени остывания электронно-дырочной плазмы, когда ее эффективная температура Т0 адиабатически следует за изменениями концентрации Г1в, отклик лазерного диода на модуляцию накачки аналогичен таковому в случае изотермической плазмы, но с иной зависимостью параметров от уровня возбуждения. В частности, насыщение усиления и снижение квантовой эффективности по мере разогрева НЗ приводят к отклонению от предписываемой элементарной теорией корневой зависимости резонансной частоты релаксационных колебаний плотностей НЗ и фотонов от уровня возбуждения. Во-вторых, для частот, период которых соизмерил с характерным временем остывания электонно-дырочной плазмы и много меньше времени жизни неравновесных НЗ, отклик лазерного диода определяется температурной (а не концентрационной, как при низких частотах) зависимостью обусловленных электрон-фотонным взаимодействием усиления и потерь возбуждаемой моды. Если эта

Рисунок 10.

Частотный отклик йсйпАзР-/1пР лазерного диода (Я. <« 1.55 мкм) в режиме прямой модуляции. Температура кристалла: Т0 = 300К; время распада 10-фонона: т^ й = 6 пс; пороговая плотность тока и 1 кА/см2; плотность тока стационарной накачки: ^ = 1.1 кА/см2 (1); 1.7 кА/см2 (2); 3.1 кА/см2 (3); 5.0 кА/см2 (4); 7.3 кА/см2 (5); 10.2 кА/см2 (6).

зависимость достаточно сильна, прямой модуляции до частот релаксационных колебаний эффективной температуры НЗ и плотности фотонов. В третьих, помимо прямой модуляции - плотностью тока накачки, в условиях разогрева НЗ возможна и модуляция лазерного диода плотностью потока втекае-мой в его активную область энергии. Очевидно, что если выполнены условия предыдущего пункта, т.е. усиление и потери возбуждаемой моды в достаточной мере чувствительны к температуре плазмы, то второй метод может иметь гораздо большую ширину полосы, чем первый, в особенности, если модуляция плотности энергии НЗ на влечет за собой заметного изменения их концентрации. В диссертации проведен расчет малосигнальных модуляционных характеристик С1а1пАзР/1пР одночастотного лазерного диода и анализ указанных эффектов. Типичные расчетные кривые частотного отклика по интенсивности в режиме прямой модуляции показаны на Рис. 10.

В §4.4 даны результаты теоретического исследования и численного моделирования отклика <ЗаГпАзР/1пР одночастотного лазера на модуляцию большим сигналом и его шкосекундной динамики в условиях разогрева НЗ. Как уже отмечалось, наиболее эффективно-

ЧЛСТОТА МОДУЛЯЦИИ, ГГЦ

то возможно расширение полосы

Рисунок II.

Отклик одаочастотного СХз1пАаР/1пР лазера на последовательность (с периодом т = 5 пс) 8-импульсов греющего излучения

го использования малой инерционности процессов их разогрева и охлаждения для достижения высокоскоростной модуляции можно добиться, если индуцируемые извне изменения эффективной темпера туры те приводят к необходимым для заданной глубины модуляции отклонениям усиления и потерь возбуждаемой моды без существенного изменения концентрации Такая ситуация возможна, например, при оптической инжекции в активную область горячих (с энергией, много большей энергии термализованных электронов и дырок) НЗ [201 или при разогреве термализованных НЗ продольным (направленным в плоскости гетерослоев) СВЧ электрическим полем [21]. В диссертации рассмотрен первый из этих методов модуляции, когда на фоне некоторой стационарной накачки лазерный диод возбуздается еще и ультракороткими грещими оптическими импульсами. В результате проведенного теоретического анализа и прямого численного моделирования динамики одночастотных Са1пАаР/1пР лазеров показано, что в этих условиях возможна их глубокая модуляция с временным разрешением по выходному сигналу на уровне нескольких пикосекунд (см. Рис. II.).

В §4.5 рассмотрено влияние разогрева НЗ на токи утечки в Са1пАзР/1пР ДГС и светоизлучащих диодах на их основе. Сквозной перенос электронов (дырок) из Н+ (Р+) эмиттера через активную область в Р+ (Л4) эмиттер является паразитным для работы электролюминесцентных приборов эффектом, поскольку сам принцип их функционирования предполагает излучательную рекомбинацию неравновесных НЗ непосредственно в активной области. Если последняя ограничена потенциальны!,¡и барьерами, как это имеет место для светоизлучаюцих и лазерных диодов на основе ДГС, то величина эффекта определяется числом НЗ на высокоэнергетических хвостах их функций распределения и в условиях термализации электронно-дырочной плазмы экспоненциально нарастает по мере ее разогрева. При этом задача расчета токов утечки сводится к определению профилей электрического и температурного полей по всей ДГС. В диссертации она решена с учетом, как джоулева разогрева НЗ в широкозонных эмиттерах, так и обусловленного инжекцией через гетеробарьеры и оке-рекомбинацией разогрева электронно-дырочной плазмы в .узкозонной АО. С использованием подхода, развитого ранее в Главах 2 и 3, найдено распределение электрического и температурного шлей в ДГС, а также определяемый ими коэф!ици-ент инжекции в зависимости от плотности тока накачки. Показано, что разогрев НЗ и обусловленная им активация токов утечки через гетеропереходы может служить причиной наблюдаемого экспериментально аномального снижения квантовой эффективности СаТпАзР/ТпР ДГС при высоких плотностях тока накачки.

Пятая Глава, замыкающая диссертацию, посвящена исследованию разогревной и электроабсорбционной оптической би-стабильности фотопоглощающих структур на основе соединений АЯВ(-. Оптическая бистабильность в полупроводниках уже давно

является объектом пристального изучения [23], главным образом, в связи с перспективами ее использования в системах передачи и обработки информации. При этом центральной остается проблема создания оптически бистабильных элементов, совместимых с источниками и приемниками излучения в таких системах. Поскольку достижение бистабильности возможно лишь при наличии оптических нелинейности и положительной обратной связи, постольку в практическом отношении задача сводится к поиску физических механизмов и структур, наиболее эффективно реализующих их в актуальных для приложений условиях. В диссертации рассмотрены два типа оптической бистабильности в полупроводниках, удовлетворяющей этим критериям.

В §5.1 исследованы разогревные оптические нелинейность и бистабильность в условиях эффекта Бурштейна-Мосса в вырожденном всйпАз?. Физический механизм рассматриваемых здесь явлений состоит в следующем. В выровденном прямозонном полупроводнике для излучения с энергией квантов йа, большей, чем ширина запрещенной зоны е , но несколько меньшей, чем энергетическая щель меж-

о

ду квазиуровнями Ферми основных и краем зоны неосновных НЗ, вероятность прямых межзонных излучательных переходов ослаблена (в меру вырождения) по сравнению с невырожденным полупроводником, в чем и заключается эффект Бурштейна-Мосса. Разогрев же НЗ сникает вырождение, вследствие чего красная граница межзонного поглощения размывается и сдвигается в длинноволновую область, т.е. происходит подавление этого эффекта. Если разогрев НЗ вызван самим излучением, то в описанной ситуации имеет место нелинейное поглощение, а вследствие сильной частотной дисперсии на краю фундаментальной полосы - и нелинейная рефракция. В обоих случаях инерция нелинейности определяется быстрыми процессами релаксации эффективной температуры вырожденных НЗ и в актуаль-

Рисунок 12.

Зависимость эффективной температуры электронов в вы-роаденном п-(3а0 от

интенсивности излучения. Температура кристалла: Тс = ЗОК; концентрация НЗ: Ие 3.75-1018см~3; ; энергия кванта: = 949 мэВ (1); 954 мэВ (2); 959 мэВ (3).

150 180 ИНТЕНСИВНОСТИ СНЕГА. КВТ/СМ*

них условиях лежит в пикосекундном диапозоне. Таким образом, подавление эффекта Бурштейна-Мосса разогревом НЗ может быть использовано для достижения быстродействующей абсорбционной или дисперсионной оптической бистабильности. В диссертации построена теория такой бистабильности в тонких (микронных и субмикронных) слоях ОПпАзР для случаев статического и динамического эффектов Бурштейна-Мосса, в которых вырождение НЗ достигается, соответственно, легированием или оптической накачкой. В первом из них разогрев НЗ при поглощении интенсивного излучения обусловлен, в основном, внутризонными излучательными процессами второго порядка (с участием примесей, фононов и т. д.), а во втором - безизлучательными оже-процессами. Предложены и численно промоделированы схемы абсорбционной и дисперсионной разо-гревной оптической бистабильности в электронном (ЗаГпЛз, реализующие рассмотренный механизм нелинейности в наиболее приемлемых для приложений условиях. В качестве примера таких расчетов на Рис. 12. приводится зависимость эффективной температуры электронного газа от интенсивности излучения, наличие Б-образ-ного участка на которой и приводит к бистабильности.

В §§5.2...5.4 представлены результаты исследования нелинейных электрооптических явлений при эффекте Франца-Келдыша в волноводных АКк^Аз/ваАз Р-1-М ДГС и обусловленной ими биста-бильности этих структур. Возникащая здесь электроабсорбционная нелинейность имеет следующую природу. Вероятность межзонного поглощения в области края фундаментальной полосы полупроводников типа совершенного ваАз зависит от наличия и величины электрического поля, в чем и состоит явление электроабсорбции. Частотная дисперсия приводит также и к полевой зависимости индекса рефракции в указанном спектральном диапозоне, т. е. к электрорефракции. Если генерация НЗ в результате межзонного поглощения влечет за собой изменение электрического поля, то, независимо от механизма электроабсорбции (различного для объемных и кван-тово-размерных структур, случаев, когда кулоновское взаимодействие электрона и дырки существенно и когда нет и т.д.) оптические характеристики структуры меняются с уровнем возбуждения, т. е. являются нелинейными. Такая гибридная оптическая нелинейность весьма эффективна для любых фотодаодных структур, а для Р-1-К ДГС - в особенности, поскольку в последних могут быть удачно совмещены области межзонного поглощения и локализации сильного электрического поля. На основе АгСаАз/ваАз Р-1-И -ДГС разработаны вертикальные оптически бистабильные элементы с собственным электрооптическим эффектом 1241, оказавшиеся чрезвычайно перспективными для цифровых систем параллельной обработки информации и по этой причине находящиеся в фокусе многочисленных исследований. Существенно менее изучена электроабсорбционная бистабильность волноводных ДГС, хотя именно эти структуры чаще всего используются в качестве внешнего модулятора, монолитно интегрируемого с инкекционным лазером [25] и поэтому

расширение их функциональных свойств представляет очевидный практический интерес. Проведенное в диссертации исследование в какой-то мере восполняет указанный пробел.

В §5.2 на основе анализа устойчивости электрической цепи, включающей фотоактивный элемент с зависящей от напряжения чувствительностью и последовательно соединенный с ним резистивный элемент с нелинейной в общем случае ВАХ, получен критерий электроабсорбционной бистабильности произвольной фотодиодной структуры. С использованием этого критерия рассмотрены возможные механизмы ее реализации для волноводных АЮаЛз/ОаАз Р-З-И ДГС. Показано, что при типичных в условиях эффекта Франца-Келдыша насыщении поглощения и отсутствии собственно электрооптической положительной обратной связи, оптическая бистабиль-ность для спектральной области {р £ б может быть достигнута:

о

1) либо за счет подключения фотоактивного элемента к резистив-ной нагрузке с неоднозначной ВАХ; 2) либо за счет также неоднозначной зависимости от напряжения эффективности выноса неравновесных НЗ из области их фотогенерации; 3) либо, наконец, при опережающем насыщение поглощения росте чувствительности элемента за счет перераспределения интенсивности волноводных мод.

В §5.3 развита модель электрооптической модуляции в волю-' водных АгСаАа/СаАз ДГС при эффекте Франца-Йелдыша, осно-

ванная на локально-однородной аппроксимации для зависимости постоянных распространения и затухания возбувдаемых мод от напряжения на структуре. Для расчета полевой зависимости комплексной диэлектрической проницаемости на оптической частоте ае^(Р) использовались, как одноэлектронная, т. е. не учитывающая куло-новокое взаимодействие, теория эффекта Франца-Келдыша, так и метод, Оазирувдийоя на интегральном преобразовании эксперимен-

тального спектра поглощения при нулевом поле и автоматически учитывающий это (и любое другое) взаимодействие. Распределение электрического шля 3? по структуре определялось из решения уравнения Пуассона в приближении постоянства квазиуровней Ферми. Постоянные распространения и затухания волноводных мод при известных зависимости 3^(3?) и распределении поля вычислялись в рамках теории возмущений диэлектрического волновода.

В §5.4 описан, теоретически исследован и численно промоделирован ряд впервые предлагаемых оптически бистабильных элементов на основе волноводных АКаАз/ваАз Р-1-К ДГС с электрооптической нелинейностью в условиях эффекта Франца-Келдыша. Среди них: абсорбционные элементы с туннельно-резонансными нагрузкой или механизмом выноса НЗ из области их фотогенерации, а такке дисперсионные элементы на основе структур с распределенной обратной связью или туннельно-связанных эпитаксиальных волноводов. При одинаковом механизме электроабсорбции они различаются способами формирования положительной обратной связи, не выходящими, однако, за рамки предложенной в §5.2 классификации.

В случае элемента с туннельно-резонаясной нагрузкой, представляющего собой вертикально интегрированные Р-1-Н фотодиод и диод с резонансным туннелированием электронов, электрическая положительная обратная связь обеспечивается за счет отрицательного сопротивления последнего из них. Действительно, для области отсечки тока на ВАХ диода с резонансным туннелированием электронов рост его смещения приводит к уменьшению напряженности электрического поля в активной области Р-1-И диода и соответствующему падению тока фотогенерации, что в квазистационарном режиме означает и падение тока туннельно-резонансного диода, т.е. дальнейшее увеличения его смещения. Поскольку ослабление поглощения при росте возбуждения соответствует просветлению

Рисунок 13.

Мошностная передаточная характеристика абсорбционного оптически бистабильного элемента на основе волноводной А10 3Са01Аз/(кхАа Р-1-Ы ДГС с туннельно-резонансным механизмом выноса фотоэлектронов. Температура кристалла: Т0 = 77К; дефицит энергии кванта: = -20 мэВ; сопротивление нагрузки: Иь = 10 кОм; напряжение источника питания Ио= 0.

о.ою

0.00 0.01 0.02 0.03 0.04 ВХОДНОЙ СИГНАЛ, ивт/шш

волновода, то передаточная характеристика ipout (ф^), где i>in и !Pout - мощности оптического сигнала на входе и выходе элемента, имеет в этом случае гистерезисный участок S-типа. Явление резонансного туннелирования может быть использовано и для достижения немонотонной зависимости эффективности выноса неравновесных КЗ из области их фотогенерации от напряжения, что также приводит к требуемой положительной обратной связи. В диссертации рассмотрен пример реализующего эту идею элемента, представляющего собой P-i-N фотодиод со встроенной в его активную область (у границы с it- эмиттером) туннельно-резонансной структурой. Так как коэффициент пропускания последней не мал лишь в узком интервале энергий налетающего электрона, то также лишь в некотором интервале напряжений на фотодиоде не мало отношение его генерационного и рекомбинационного токов. В итоге, при подключении такого фотодиода к омическому сопротивлению нагрузочная прямая может триады пересекать кривую фототока. Поскольку поглощение в P-i-N ДГС остается монотонной функцией напряжения, это приводит к гистерезису мощностной передаточной характеристике (см. Рис. 13.). Также, как и в предыдущем слу-

чае, она является S-образной.

В рассмотренных дисперсионных элементах на основе волно-водных интерферометра Фабри-Перо (с торцевыми или распределенными брэгговскими зеркалами) или решеточного устройства связи, ввода и т.п. механизм оптической положительной обратной связи обусловлен резонансным характером зависимости накапливаемой в фотоактивной области структуры мощности возбуждаемой моды от ее постоянной распростанения. В условиях характерной для эффекта Френча-Келдыша при fia £ е электрорефракции, когда волновая

о

отстройка от резонанса весьма чувствительна к напряжении на структуре, подключение P-1-N фотодиода к омическому сопротивлению позволяет регулировать эту отстройку мощностью входного сигнала. Поскольку по мере роста фототока электрическое поле в активной области фотодиода падает, постольку в случае уменьшающейся вместе с полем волновой отстройки будем иметь (при достаточно высокой добротности резонатора) резкое увеличение накопленной в резонаторе оптической мощности и дальнейший рост пропорционального ей фототока. Мощностная передаточная характеристика ¡PoutflW в пР°Ш0да0М или отраженном сигнале будет при этом содержать гистерезисяый участок, соответственно, S- или N-типа (см. Рис. 14.). В известной степени аналогичным является и механизм оптической положительной обратной связи в случае рассмотренных в диссертаций туннельно-связанных эпитаксиальных волноводов с гибридной электрооптической нелинейностью. Здесь принципиальную роль играет зависимость волновой отстройки между близкими друг к другу постоянными распространения отдельных волноводов от напряжений на образующих их P-1-N ДГС в условиях периодической (как по длине волноводов, так и по величине отстройки) перекачки оптической мощности мевду ними. Результатом же является образование гистерезисного участка S-типа на мощ-

Рисунок 14.

Передаточные характеристики (сплошные линии - в отраженном сигнале; штриховые - в прошедшем) дисперсионного оптически бистабильного элемента на основе А10 ^Аз/СаАз волноводной Р—1—N ДГС с распределенной обратной связью. Энергия кванта: йа = 1332 мэВ; сопротивление нагрузки: = 5 кОм; напряжение источника питания: ио= 8 В; константа связи: 7=57 см-1(1); 63 см-1 (2).

ВХОДНОЙ СИГНАЛ, «шт/шш

нсстной передаточной характеристике Рои<; (ф}п). отвечающей вводу излучения в один из каналов (образуемый замкнутым накоротко волноводныы фотодиодом) и выводу из другого (образуемого

таким ке фотодиодом, но нагруженным на конечное по величине омическое сопротивление).

Для каждой из описанных ситуаций в диссертации построена модель положительной обратной связи, на основе которой и при использовании развитого в §5.3 метода расчета электроопгяческой модуляции волководеой Р-1-М ДГС найдены чувствительность и мощ-ностная передаточная характеристика элемента.

В 3 а к л ю ч е н и и перечислены наиболее важные результаты работы, краткая формулировка которых приводится ниже.

ССНОЭ5Ы2 РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ.

1. Сформулирована и исследована самосогласованная гидродинамическая модель транспорта горячих электронов в многодолинных полупроводниках типа ваЛв, последовательно учитывающая непара-боличность закона дисперсии носителей заряда и анизотропию их

функции распределения. Показано, что в рамках этой модели существенна непараболичность лишь боковых долин, учет которой, однако, заметно уменьшает разогрев носителей заряда в сильных электрических полях.

2. Построена теория кинетических эффектов в классическом спейсер-слоэ АЮоАз/СаАа туннельно-розонансного инжектора горячих электронов. Проведена классификация возможных механизмов инжекции и расчет вольт-амперной характеристики в зависимости от толщины спейсер-слоя и ширины окна прозрачности в спектре пропускания ограничивающей ег'о туннельно-резонансной структуры. Показано, что при квазибаллистическом транспорте электронов в спейсер-слоэ на вольт-амкерной характеристике инжектора возникает дополнительный участок резкой отсечки туннельного тока.

•3. Теоретически исследованы и численно промоделированы гидродинамические явления в электронной плазме субмикроншх структур на основе п-СаЛз. Показано, что при слабом решеточном рассеянии адиабатное течение электронной плазмы в короткска-налькой п+-п-п+ структура оказывается неустойчивым для режим» заданного напряжения, что приводит к образованию динамических скачков уплотнения - ударных волн, проявляющихся во внешней цепи в виде незатухающих осцилляций тока.

4. Построена теория транспорта горячих электронов в п-Б1 структурах с коротким проводящим каналом. Показано, что в случае п+-п-п+ структуры остываний электронного газа из-за диффузионного внноса тепла в п+- контакты приводит к отсутствию насыщения дрейфовой скорости, характерного для объемного п-6'£. Б случае к© !1-п-п+ структуры к этому эффекту добавляется еще и немояотоьная зависимость коэффициента инжекции от прямого тока, обусловленная конкуренцией охлаждения носителей заряда вслед-гж" конвективного внноса тепла через контакт Шоттки и их ра-

зогревом в базовом п-слое.

5. Построена и исследована квазигидродинакжческая модель переноса заряда в слоистых гомо- и гетероструктурах в условиях пространственного перераспределения электронов по мере их разогрева тянущим полем. Показано, что при этом возможно получение отрицательного дифференциального сопротивления 8-типа: как для продольного транспорта в периодически-слоистых гомоструктурах, так и для поперечного транспорта в многослойных гетерострукту-рах, в ток 'тале и в короткоканальной п+-п-п+' структуре с одиночным классическим барьером в базовой п-области.

6. Построена теория продольного транспорта горячих электронов в структурах с областями пространственного заряда и неупругой релаксацией на поверхности. Для произвольных значений величины загиба зон и напряженности тянущего поля найдены самосогласованные распределения концентрации и эффективной температуры электронов в приповерхностных областях. Показано, что переход от обогащающих к обедняющим загибам зон многократно ослабляет роль неупругой поверхностной релаксации в охлаждении электронного газа и усиливает неомический характер продольной проводимости структур с областями пространственного заряда.

7. Построена и исследована самосогласованная модель одно-частотного 0а1пАаР/1пР лазера с разогретыми носителя!® заряда, последовательно описывающая, как инжекцшо в двойных гетеро-структурах, так и процессы взаимодействия в неравновесной электрон-фонон-фотонной системе кристалла. Показано, что на уровень разогрева электронно-дырочной плазмы в активной области лазерного диода существенным образом влияют теплообмен между локализованными внутри и вне нее носителями заряда и неравновесность взаимодействющих с ними ЬО-фононов.

8. Теоретически исследованы и численно промоделированы

стационарные характеристики одночастоткого GalnAsP/InP лазера при высоких уровнях его возбуждения. Показано, что разогрев носителей заряда вследствие процессов инкекциии с гетеробарье-ров, оке-рекомбинации и внутризонного (глэеным образом на дырках, о переходом в спин-отщепленную подзону) поглощения стимулированного излучения приводит к насыщению генерации, росту спонтанной эмиссии и значительному стационарному чирпу.

9. Теоретически исследованы и численно промоделированы модуляционные характеристики и динамика одвочастотного GalnAaP /1пР лазера с разогретым носителями заряда. Показано, что бы-стропротекающие процессы разогрева и охлаждения электронно-дарочной плазмы в активной области лазерного диода могут использоваться для глубокой модуляции в пикосекундном даапозоке.

10. Построена и исследована теоретическая модель краевого поглощения тонких слоев вырожденного n-GalnAa при интенсивном фотовозбуждении в условиях эффекта Бурштейна-Мосса. Обнаружено, что оптический разогрев носителей заряда вследствие внутризок-ных процессов приводит к краевому смещению края межзонного поглощения и подавлению этого эффекта. Показана возможность получения в таких условиях низкопороговой оптической бистабильности со временем переключения в пикосекундном диапозопе.

П. Построена и исследована теоретическая модель электро-оптическсй нелинейности волноводаах AlGoAs/GoAs Р-1-Н двойных гетероструктур в условиях эффекта Франца-Келдыша. Получен критерий возникающей пои этом оптической бистабильности. Предложен и промоделирован ряд реализующих ее приборных конструкций, среди которых - пбоорбционные элементы с резонансным чуннелирова-нием фотоэлектронов и дисперсионные элемент на основе структур с распределенной обратной связью или туннельно-связанных эпи-такскальннх волноводов.

ОСНОВНЫЕ ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЩОННОК РАБОТЫ.

1. Толстихин В.И. Расслоение токовой полупроводниковой плазмы пои квазибаллистическом движении носителей.// ФТП. -1983. - т. 17. - в. 8. - с. 1406-1411.

2. Кокин A.A., Толстихин В.И. О моделировании процессов переноса в монополярных полупроводниковых структурах с субмикронными размерами.// МЗ. - 1S84. - т. 13. - в. 1. - с. 24-40.

3. Кокин A.A., Руденко A.A., Толстихин В.И. О применимости диффузионно-дрейфовой модели для расчета электрических характеристик полупроводниковых структур с субмикронными размерами.// микроэлектроника и полупроводниковые приборы. - 1984. - в. 9. -с.137-145.

4. Кокин A.A., Толстихин В.И. Разогрев носителей в кремниевых структурах с коротким каналом.// МЭ. - 1985. - т. 14. - в. 1. - с. 30-34.

5. Толстихин В.И. Влияние неоднородности разогрева носителей в инверсионном канале кремниевого МОП-транзистора на их эмиссию в диэлектрик.// МЗ. - 19S5. - т. 14. - в. 4. - с. 317323.

6. Майоров O.A., Руденко A.A., Толстихин В.И. Численное моделирование нестационарных процессов в монополярных полупроводниковых структурах с субмикронными размерами.// Известия ВУЗов СССР. (Тер. Радиоэлектроника. - 1985. - т. 28. - в. 6. -с. 32-36.

7. Толстихин В.М. О возможности S-образной ВАХ селективно легированных полупроводников, обусловленной пространственным перераспределением носителей.// ФТП. - 1985. -т. 19. -в. 5. -с. 965-968.

8. Толстихин В.И. Проводимость вырожденного электронного газа в селективно легированных гетероструктурах.// ФТП. - 1985.

- т. 19, - в. 10. - с. 1886-1889.

9. Каминский В.Э., Толстихин В.И. Электрофизические характеристики селективно легированных гетероструктур.// Электронная техника. Сэр. 3. Микроэлектроника. - 198ь. - в. 1. - с. 100107.

10. Толстихин В.И. Разогрев носителей в поверхностно-барьерных структурах.// МЭ. - 1986. - т. 15. - в. 5. - с. 42511. -Толстихин В.И. Поперечный транспорт в многослойных

гетероструктурах в условиях разогрева носителей.// ФТП. - 1986.

- т. 20. - в, 12. - с. 2199-2205.

12. Гарбер Г.З., Толстихин В.И. Исследование инерционной диффузионно-дрейфовой модели арсенид-галлиового полевого транзистора с суомикронным затвором Шоттки.// Электронная техника. Сер. 2. Полупроводниковые приборы. - 1987. - в. о. - с. 56-61.

13. Толстихин В.И. Влияние охлаждения а разогрева носителей на характеристики эпитэксизльного диода Шоттки.// МЭ. -1988. - Т. 17. - в. 3. - с. 2-19-22-4.

14. Майоров O.A., Руденко A.A., Толстихин В.И. Математическое моде-иирование гидродинамических явлений в электронной плазме полупроводниковых" микроструктур.//' Электронная техника. Сер. 3. Микроэлектроника. - 1988. - в. 2. - с. 55-60.

15. Толстихин В.й. Магнитотранспорт горячих электронов в многослойных гетероструктуоах AlGciAs/GoAs.// ФТП. - 1988, - т. 22. - в. 2. - с. 317-320. "

16. Пищалко В.Д., Толстихин В.И. Влияние разогрева носителей на токи утечки в ДГС InGaAsP/InP.// ФГП. -1988. - т. 22. -в. 9. - с. 1617-1622.

17. Пищалко В.Д., Толстихин В.И. Подавление динамического эффекта Бурштейка-Мосса оже-разогревом и безрезонаторнзя спти-

ческая Оистабильность в InGaAsP.// ФТП. - 1988. - т. 22. - в.

11. - с. 2014-2018.

18. Пищвлко В.Д., Толстихин В.И. Расчет кинетических коэффициентов квазигидроданамической модели полевого транзистора на арсениде галлия.// Электронная техника. Сер. 2. Полупроводниковые приборы. - 198Э. - в. 3. - с. 30-36.

19. Долманов И.Н., Рыжий В.И., Толстихин В.И. К теории туннэльно-резонансного инжектора.// ФТП. - 1989. - т. 23. - в. 3. - с. 499-503.

20. Толстихин В.И., Долманов И.Н. Нелинейно-оптические явления в волноводной P-1-N ДГС при эффекте Франца-Келдыша.// ФГП. - 1989. - т. 23. - в. И. - с. 1997-2005.

21. Долманов И.Н., Толстихин В.И. Электроабсорбционная оптическая бистабильность в волноводной P-1-N ДГС с туннельно-резонансной нагрузкой.// ФГП. - 1990. - т. 24. - в. 2. - с. 334-341.

22. Пищалко В.Д., Толстихин В.И. Эффекты разогрева носителей заряда в инжекционных гетеролазерах на InfiaAsP/InP.// ФТП.

- 1990. - т. 24. - в. 3. - с. 462-471.

23. Иванов А.Ю., Толстихин В.И. Оптическая бистабильность в AlGaAs/GaAs туннельно-связанных волноводах при эффекте Фран-ца-Кеддыша.// Письма в КГФ. - 1990. - Т. 16. - в. 8. - с. 6369.

24. Долманов И.Н., Рыжий В.И., Толстихин В.И. Кинетические эффекты в инжекторе с резонансным туннелированием электронов.// ФТП. - 1990. - Т. 24. - в. 9. - с. 1574-1583.

25. Долманов И.Н., Толстихин В.И. Электроабсорбционная бистабильность волноводной P-1-N ДГС с туннельно-резонансным механизмом выноса фотогенерируемых носителей.// Письма в ЖТФ. -1990. - т. 16. - Б. 19. - с. 69-75.

26. Толстихин В.И., Долманов И.Н. Электроабсорбционная оптическая Оистабильность волноводных. P-1-N двойных гетеро-структур.// Весц1 АН БССР. Сер. физика-математычных навук. -1990. - в. 6. - с. 43-48.

27. Butusov D.M., Ivanov A.Yu., Ryvkin B.S., Tolstikhin V.I. SEED, based on P-l-N double heterostructure - on effective element for optical switching.// Proceed. 1st ISFOC. - 1990. -Leningrad. - v. 1. - pp. 150-154.

28. Ivanov A.Yu., Tolstikhin V.I. An lntegrated-optics bistable element baaed on coupled AlGaAs/GaAs epitaxial waveguides with electroabsorption nonlinearity.// Sov. Lightwave Commun. - 1992. - № 2. - pp. 183-192.

29. Пищалко В.Д., Толстихин В.И. Эффекты фононного узкого горла при разогреве носителей заряда в полупроводниковых микроструктурах.// ФТП. - 1992. - т. 26. - в. 4, - с. 602-610.

30. Tolstikhin V.I. High-speed integrated quantum well self- electrooptic effect device.// Microelectronic Engineering. - 1992. - v. 19. - pp. 903-906.

31. Толстихин В.И. Люминесценция GalnAsP/InP инжекционных гэтеролазеров с разогретыми носителями заряда.// Письма в ЖТФ.

- 1992. - т. 18. - в. 14. - с. 1-7.

32. Толстихин В.И. Высокочастотная модуляция GalnAsP/IriP инжекционных лазеров с разогретыми носителями заряда.// Письма в ЖТФ. - 1992. - т. 18. - В. 19. - с. 50-56.

33. Толстихин В.И. Разогревная оптическая бистабильность в вырожденном GalnAsP.// Письма в ЖТФ. 1993. - т. 19. - в. 2.

- с. 62-68.

34. Поляков С.В., Толстихин В.И. Пикосэкундная динамика GalnAsP/InP инжекционного лазера с разогретыми носителями завя-да.// Письма в ЖТФ. - 1993. - т. 19. - в. 4. - с. 28-34.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.

1. Barker J. R., Perry D.K. On the physics and modeling of small semiconductor devices.// Sol. State Electron. - 1980. -v. 23. - * 6. - pp. 519-549.

2. Рыжий В.И., Баннов Н.А. Математическое моделирование субмикронных элементов интегральных схем: состояние и проблемы. /ЛИЭ.- 1987.- т. 16.- В. 6.- с. 484-496.

3. Stratton R. Diffusion of hot and cold electrons in semiconductor barriers.// Phys. Rev.- 1962. - v. 126. - № 6.- pp. 2002-2014.

4. Blotekjaer K. Transport equations for electrons in two-valley semiconductors.// IEEE Trans. Electron. Dev. - 1970.- y. ED-17. - Jt 1. - pp. 38-47.

5. Fawcett w., Boardman A., Swain S. Monte Carlo determination of electron transport properties in gallum arsenide.// J.Phys.Chem.Solids. - 1970. - v. 31. - Jt 9. - pp. 1963-1990.

6. Jacoboni C., Reggiani L. The Monte-Carlo method for the solution of charge transport in semiconductors with applications to covalent materials.// Rev. Mod. Phys. - 1983. - v. 55.

- JS 3. - pp. 645-705.

7. Басс Ф.Г., Гуревич Ю.Г. Горячие электроны и сильные электромагнитные волны в плазме полупроводников и газового разряда.// М. - 1975,- 399 с.

8. Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников.// М. - 19Э0. - 685 с.

9. Иогансен Л.В. О возможности .резонансного прохождения электронов в кристаллах через системы барьевсв.// ЖЗТФ. - 1963.

- т. 45. - в. 2(8). - с. 207-213.

10. Долманов И.Н., Толстихин В.П., Еленский В.Г. Полупроводниковые приборы с резонансным туннелированием электронов.// Зарубежная радиоэлектроника. - 1990. - в. 7. - с. 66-89.

11. Ruch J.G. Electron dynamics in short-channel field effect transistor.//IEEE Trans. Electron. Dev. - 1972. - v. ED-19. - M 5. - pp. 652-654.

12. Maloney т.. Prey J. Transient and steady-state electron transport properties of GaAs and InP.// J. Appl. Phys. -1977. - v. 48. - pp. 781.

13. Hamaguchi C. Hot electron transport in very short semiconductors.// Physica. - 1985. - v. 134B. - pp. 87-96.

14. Грибников З.С. Отрицательная дифференциальная проводимость в многослойной гетероструктуре.//ФТП. - 1972. - т. 6. -в. 7. - с. 1380-1382.

15.. Keever М., Shlchi;Jo Н., Hess К., Banerjee S., Wit-kowski L., Morkoc H., Streetman B.G. Measurments of hot-electron conduction and real-space thansfer in GaAs-AlGaAs he-terojunction layers.// Appl. Phys. Lett. - 1981. - v. 38. - Jf 1. - pp. 36-38.

16. Белянцев A.M., Игнатов А.А., Пискарев В.И., Синицын М.А., Шашкин В.И., Явич Б.С., Яковлев М.Л. Новые нелинейные высокочастотные эффекты и ОДП S-типа в многослойных гетеро-стргктурах.// Письма ЖЭТФ. - 1986. - т. 43. - в. 7. - с. 33917. Hlgman Т.К., Miller L.M., Pavaro М.Е., Emanuel М.А., Hess К., Coleman J.J. Room-temperature switching and negative differential resistance in the heterostructure hot-electron diode.// Appl. Phys. Lett. - 1988.. - v. 53. - M 17. - pp. 16231625.

18. Грибников З.С., Мельников В.И., Сорокина Т.е. Размерный эффект в электропроводности полупроводников при разогреве электронного газа.// ®ГТ. - 1966. - т. 8. - в. 11. - с. 3379-

3382.

19. Климовская А.И., Кириллова С.И., Снитко О.В. Влияние обработки поверхности на размерные эффекты.// ФТП. - 1974. - т. 8. - в. - 4. -с. 702-710.

20. Kesler М.Р., Ippen Е.Р. Subpicosecond gain dynamics in AlGaAs laser diodes.// Appl. Phys. Lett. - 1987. -v. 51. - a 22. - pp. 1T65-1T6T.

21. Gurevlch S.A., Filatov I.I., Gorbovitsky B.M., Gorfin-kel V.B. High frequency modulation oS quantum well heterostruc-ture diode lasers by carrier heating In microwave electric field.// Joint Soviet-American Workshop on the physics of semiconductor lasers. Proseed. - 1991. - pp. 67-74.

22. Kakimoto S., Nakajlma Y., Tekemoto A. e.a. High output power and high temperature operation of 1.55 цт DFB-PPIBH laser diodes.// IEEE J. Quant. Elëctronics. - 1989. - v. QE-25. - & 6. - pp. 1288-1253.

23. Рыбкин B.C. Оптическая бистабильность в полупроводниках.// ФТП. - 1385. - Т. 19. - в. 1. - с. 3-27.

24. Miller D.A.B., Chemla O.S., Damen Т.О., Gossard A.C.Wiegmonn W., Wood Т.Н., Burrus C.A. Hovel hybrid optically bistable switch: the quantum well selt-electrooptic-effect device.// Appl. Phys. Lett. - 1984. - v. 45. - » 1. - pp. 1315.

25. Толстихин В.К., Еленский В.Г. Электроабсорбционные эффекты и приборы в интегральной оптоэлектронике./У Зарубежная радиоэлектроника. - 1988. - ï 5. - с. 45-64.

Подписано в печать 05.04.1993 г.

Формат 60x84/16. Объем 3.02 усл.п.л. Тираж 100 экч.

ротапринт ИРЭ РАН. Бак.64.