CC BY
15
УДК 621.315.592
О ВЛИЯНИИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ В ПРИКОНТАКТНОЙ ОБЛАСТИ И АСИММЕТРИИ РТД СТРУКТУРЫ НА ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ ОТКЛИК И ВОЗМОЖНОСТИ РЕГИСТРАЦИИ КВАНТОВОГО РЕЖИМА УСИЛЕНИЯ ВО ВНЕШНЕМ ВЫСОКОЧАСТОТНОМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ
О. А. Клименко, Н. В. Дьяконова1, В. Кнап1, Ю. А. Митягин, В. Н. Мурзин, С. А. Савинов, В. С. Сызранов, В. А. Чуенков
Проведен теоретический анализ условий реализации квантового режима генерации микроволнового излучения в полупроводниковых резонансно-туннельных диодных (РТД) структурах. Методами численного моделирования проанализирован высокочастотный отклик в структурах с симметричными и асимметричными барьерами. Исследовано влияние фермиевского распределения носителей заряда в приконтактной области. Показано, что оптимальными с точки зрения экспериментального наблюдения квантового режима усиления являются асимметричные структуры с пониженной концентрацией примесей (1017 см~3) в эмиттерной области.
Разработка физических механизмов усиления, генерации и детектирования электромагнитного излучения в наиболее коротковолновой части высокочастотного диапазона, в области субтерагерцовых и терагерцовых волн, является одной из актуальных
LGES Université Montpellier II-CNRS, Pl. Eugene Bataillon, 34060 Montpellier, France.
проблем, определяющей возможности продвижения современной твердотельной электроники в сторону сверхвысокого быстродействия. Однако этот диапазон оказывается наиболее сложным для практической реализации. Поскольку традиционные полупроводниковые приборы, такие как полевые транзисторы, лавинно-пролетные диоды, ганновские генераторы, ограничены частотным пределом порядка сотни гигагерц, принципиальным представляется поиск новых систем и механизмов усиления и генерации, в том числе основанных на использовании квантовых эффектов типа резонансного туннелирования, характеризующегося чрезвычайно малой инерционностью внутренних электронных процессов [1, 2]. В этом отношении особый интерес представляет возмож ность реализации предсказанного теоретически [3-5] "квантового'' режима усиления в резонансно-туннельных диодных (РТД) структурах, открывающего новые перспектив!.; в продвижении в сторону терагерцовых частот. Этот тип резонанса обусловлен элек тронными переходами из эмиттерной области РТД на уровень размерного квантования бд в квантовой яме Р ГД при участии внешнего электромагнитного излучения в условп ях, когда энергия фотонов оказывается равной разности энергий с — €я? где е - энергия моноэнергетического пучка электронов в эмиттере. В отличие от классического режима, который обусловлен наличием области отрицательной дифференциальной проводимо сти (ОДП) в В АХ РТД и для которого характерно быстрое ~ 1/и>4 падение мощное!; излучения с увеличением частоты, в случае "квантового" режима генерации мощность зависит от обратной частоты линейно, как 1/а;, что в принципе позволяет резко повы сить выходную мощность излучения в РТД на высоких частотах субтерагерцового и терагерцового диапазона [3-5].
Настоящая работа базируется на результатах этих работ и имеет целью модельное изучение влияния асимметрии РТД структуры и немоноэнергетичности электронною пучка в эмиттере, что характерно для реальных РТД структур, на высокочастотный отклик и возможности экспериментального изучения квантового режима усиления в РТД во внешнем высокочастотном электрическом поле. В нашей предыдущей работе
[6] на основе полученного одним из авторов аналитического решения задачи о стаци онарном токе и высокочастотном отклике в РТД структуре с конечными барьерами
[7] выполнен модельный анализ особенностей проявления и возможностей реализации квантового режима усиления в симметричных РТД структурах в условиях туннелирования через эмиттерный барьер моноэнергетического пучка электронов. Как известно, однако, эксперименты с моноэнергетическим потоком электронов требуют очень специфических условий, удовлетворить которым чрезвычайно сложно. Поэтому важно
проанализировать свойства и возможности наблюдения квантового режима усиления в реальных РТД структурах с фермиевским распределением электронов в приконтакт-ной эмиттерной области РТД. В этом случае речь идет о несколько иной задаче, когда вместо направленного моноэнергетического пучка электронов в эмиттерной части РТД мы имеем электронный резервуар с электронами, движущимися во всех направлениях. Эта особенность, а также размытие стартового электронного уровня в целую полосу электронных состояний, очевидно, качественно меняют как саму картину явления, так и возможности экспериментальной регистрации квантового режима усиления. В этой ситуации оказывается актуальным учет симметрии РТД и других факторов, которые могут оказаться положительными в плане проявления квантового режима усиления. Настоящая работа посвящена этим вопросам и направлена на определение оптимальных с точки зрения реализации квантового режима усиления РТД структур и возможностей экспериментальной регистрации этого пока еще не реализованного явления.
При проведении модельного анализа мы будем опираться на результаты работ [3-5], в которых в рамках модели РТД структуры с квантовой ямой и ¿-образными барьерами получены теоретические выражения для действительной части плотности высокочастотного тока (высокочастотного отклика) в симметричной и несимметричной двухбарьерной РТД структуре во внешнем высокочастотном электромагнитном поле при туннелировании через эмиттерный барьер моноэнергетического пучка электронов.
Влияние немоноэнергетичности электронного пучка и фермиевского распределения носителей заряда в эмиттерной области РТД на высокочастотный отклик в симметричных РТД структурах. В простейшем случае РТД с симметричными барьерами теория [3-5], развитая в приближении ¿-барьеров для условий туннелирования моноэнергетического пучка электронов через эмиттерный барьер, описывает высокочастотный отклик с помощью выражения
2 (\еаЕш)-6- Г2
6) = —еьд р + м2 + г2]р_м2 + г2г (1)
где 6 = е — бя - разница между энергией электронного пучка в эмиттере и энергией резонансного уровня в яме РТД, Г - квантовая ширина резонансного уровня, V и ц1 -скорость и число электронов с энергией е в потоке частиц, падающих на структуру за единицу времени, Еш - напряженность внешнего переменного электрического поля. В реальных РТД структурах электроны в эмиттере, участвующие в формировании активного тока, подчиняются фермиевскому распределению с уровнем Ферми ер, определяемым их концентрацией. В этом случае вместо направленного моноэнергетического
пучка электронов в эмиттерной части РТД мы имеем дело с резервуаром движущихся во всех направлениях электронов. С целью учета в электронном ансамбле доли электронов, двигающихся в направлении туннелирования, обычно используется приведенная инжек-ционная функция N(Ez) ("supply function") [8-10], которая определяет в конечном итоге стационарный ток и вид вольт-амперных зависимостей в реальных РТД структурах:
В случае фермиевского распределения расчет производился на основе формулы (1) с той разницей, что при этом учитывалась приведенная инжекционная функция N(Ez) ("supply function"), которая обычно используется при описании резонансного тока в РТД и определяет долю в ансамбле электронов, двигающихся в направлении туннелирования [8-10]. Высокочастотный отклик обусловленный переходами на резонансный
уровень в квантовой яме со всех электронных состояний в эмиттере, рассчитывался в результате интегрирования по всем стартовым состояниям электронов в эмиттере:
Вместо параметра смещения который использовался в случае симметричных РТД структур, в этом случае роль параметра смещения выполняет величина 6* = ее — б я, представляющая разность энергий между дном зоны проводимости эмиттера б с и энергии резонансного уровня бд квантовой ямы РТД. Расчеты выполнены для той же модельной СаАз/А1Аз структуры РТД, которая анализировалась в работах [6, 7]. Параметры этой структуры: ширина ямы а = 4.5 нм, ширина барьеров Ь\ = 62 = 1.8 нм, масса электрона в яме т* = 0.067то и в барьерах т\ = т2 = 0.15то, высота барьеров V = 0.9 эВ, энергия резонансного уровня бд = 121 мэВ и квантовая ширина резонансного уровня Г = 0.25 мэВ [6]. Расчеты проводились для двух типичных концентраций электронов п\ — 101' см-3 и п2 = 1018 см-3 в эмиттерной части структуры (ер ~ 11 мэВ и ер и 53 мэВ, соответственно).
Как видно из рис. 1, на котором приведены результаты расчета высокочастотного отклика ¿*) для симметричных РТД с моноэнергетическим и немоноэнергетиче-
ским фермиевским распределением электронов в эмиттере, учет фермиевского распределения приводит к существенным изменениям частотных зависимостей. Вместо хорошо очерченной полосы усиления с четким максимумом в случае моноэнергетического распределения электронов, отвечающей квантовому режиму усиления (при о; > Г, 8 > Г),
(2)
(±еаЕш) • 6 • Г2 • N(6 - F) • dS
(3)
[(6 + М2 + г2][(<$ - hu)2 + г2]'
{, ГГц 240 480 720
1 2 3 Ьсо, мэВ
960 1200
53 мэВ
{, ГГц
240 480 720 960 1200
1 2 3 4 5 1Ш>, мэВ
Рис. 1. Рассчитанные частотные зависимости высокочастотного отклика в сим-
метричных РТД с фермиевским распределением электронов в эмиттере при различных смещениях 6* = ес — с я (дна зоны проводимости эмиттера ее относительно резонансного уровня размерного квантования в РТД): 1 - 6* = <5 = — 3 мэВ, 2 — 6* = 6 = — 1 мэВ, 3-6' =<5 = 0 мэВ, 4 - 6* = 6 = 0.25 мэВ, 5 - 6т = 6 = 0.5 мэВ, 6 - 6* = 6 = 2 мэВ. Для сравнения приведены рассчитанные зависимости для случая моноэнергетического
пучка электронов с энергией е при различных смещениях 6 = е — ец. Энергия резонансного уровня = 121 мэВ, квантовая ширина резонансного уровня Г = 0.25 мэВ. На вставке показаны типичные схемы расположения уровней фермиевского распределения относительно резонансного уровня €ц при положительных (6* > 0) и отрицательных (¿* < 0) значениях параметра смещения 6*.
наблюдается широкая полоса, спадающая по интенсивности в сторону больших частот, с размытым и сглаженным максимумом. Наиболее интересные особенности, характеризующие квантовый режим усиления в РТД структурах с фермиевским распределением,
обнаруживаются не в стороне высоких частот, соответствующих электронным переходам с прйконтактных уровней вблизи уровня Ферми, а в области меньших частот, соответствующих электронным переходам с нижних уровней в эмиттерной части РТД структуры. Видно, что наиболее интересной с точки зрения проявления и возможностей регистрации квантового режима усиления оказывается ситуация при отрицательны смещениях 6* < 0 (кривая 2, 6* = —1 мэВ). Признаком проявления квантового режима усиления в этом случае является рост сигнала с увеличением частоты в области 100 300 ГГц. Если сравнивать результаты для двух концентраций электронов в эмиттере РТД, то более четко описанный эффект наблюдается при концентрации 101 см-3. Хотя сама величина высокочастотного сигнала в этом случае заметно меньше, чем для РТД с концентрацией электронов 1018 см-3, но относительное изменение величины сигнала при малых частотах (ш й 0) и в районе максимума (и; « 300 ГГц) намного лучше выражено в случае концентрации 1017 см-3.
Высокочастотный отклик в асимметричных РТД структурах с различной шириной барьеров при туннелировании через барьер моноэнергетического пучка электронов. Как следует из асимметрии выражения для высокочастотного отклика в асимметричной РТД, полученного в [4] в рамках модели РТД с квантовой ямой и ¿-образными барьерами,
МШ,6) = —evq2 ШЦ + (
а{ ' ' 9 \г> + р) [(г + м2 + г2][(б-м2 + г2]
наличие неодинаковых барьеров должно приводить к различной величине высокоча стотного отклика в зависимости от того, какой из барьеров - эмиттерный или кол лекторный - является менее проходимым. С целью изучения этой особенности были произведены расчеты высокочастотного отклика Jc{uJ,¿) в РТД структурах с разными барьерами, полученные как для случая моноэнергетического распределения, так и для случая немоноэнергетического фермиевского распределения электронов в эмиттере. Данные этих расчетов приведены на рис. 2 и 3 соответственно. В соответствии с приведенной формулой всюду указываются не ширины барьеров, а величины Г] и Г2, отражающие соответствующий вклад первого и второго барьеров в квантовую ширину резонансного уровня Г = Гх + Г2 и напрямую связанные с шириной барьеров при заданной высоте барьера [4]. Связь простая: чем шире барьеры, тем меньше квантовая ширина Гх и Г2. При всех расчетах суммарная ширина Гг + Г2 бралась одной и той же, в данном случае, порядка 0.25 мэВ. Такие структуры в известном смысле можно рассматривать, как эквивалентные с точки зрения их резонансных свойств. Основная цель
- выявление неэквивалентной роли эмиттерного и коллекторного барьеров и использование этого обстоятельства при выборе оптимальных условий экспериментальных исследований квантового режима усиления.
Рис. 2. Рассчитанные зависимости высокочастотного отклика </с(и;,£) в асимметричных РТД с разной шириной эмиттерного и коллекторного барьеров при туннелировании через структуру моноэнергетического пучка электронов при различных соотношениях величин Г! и Г2, обозначающих вклад разных барьеров в квантовую ширину резонансного уровня Г = Г!+Г2 = 0.25 мэВ: 1-Г1/Т2 = 1/4, 2-1уГ2 = 1/2, З-Гх/Г, = 1, 4-1\/Г2 = 2, Ь-Г1/Г2 = 4.
Анализируя данные расчетов, приведенные на рис. 2, можно убедиться, прежде всего, в том, что зависимости Зс(ш,8) от ш (левая часть рисунка) и от 6 (правая часть рисунка) действительно заметно меняются с увеличением ширины эмиттерного барьера
и разницы ширин барьеров. Общей закономерностью, характерной для всех частотных зависимостей в асимметричных РТД, является падение сигнала при малых значениях смещения 8 с увеличением асимметрии структуры, причем независимо от того, какой из барьеров является эмиттерным или коллекторным. Это падение обусловлено нарушением интерференции электронных волновых функций. Интерференция электронных функций в симметричных РТД обеспечивает в резонансе стопроцентную электронную прозрачность и максимально возможный стационарный ток, равный падающему на структуру электронному потоку. Независимость величины падения высокочастотного сигнала от относительного расположения барьеров в области классического режима усиления означает, что с точки зрения резонансных свойств вся РТД структура проявляется в этом случае, как единое целое. Описанные особенности характерны и для стационарного тока в РТД, величина которого также не меняется при перестановке неодинаковых барьеров.
С увеличением смещения 6 и переходом в область квантового режима усиления ситуация меняется кардинальным образом. Совпадающие при о ~ О частотные зависимости Jc(ш, 8) для РТД с асимметричными барьерами, не зависящие от порядка расположения менее прозрачного и более прозрачного барьеров, согласно расчетам начинают расходиться с увеличением смещения 8. Из рис. 2 видно, что в случае более прозрачного первого барьера кривые просто понижаются. В случае же, когда первый барьер менее прозрачен, зависимость Jc(u;,8) меняется функционально. По мере увеличения смещения 8 в частотной зависимости возникает хорошо выраженный максимум, характерный для квантового режима усиления. С переходом от условий обычного классического режима усиления (8 < Г и из < Г) (зависимости в верхней части рисунка) к условиям "квантового" режима усиления (<$ > Г и из > Г) (зависимости в нижней части рисунка), как видно из рис. 2, признаки квантового режима усиления проявляются все более и более отчетливо. Обращаясь к данным расчетов зависимостей от величины
смещения 8 (правая часть рисунка), можно отметить, что и в этом случае наблюдается различие зависимостей от порядка расположения барьеров разной ширины в структуре РТД. Однако эти изменения менее выражены и менее информативны.
Высокочастотный отклик в асимметричных РТД структурах с фермиевским распределением носителей заряда в эмиттерной области. С учетом результатов, полученных в предыдущем разделе, ниже приводятся данные теоретического анализа высокочастотного отклика в РТД структурах, которые являются асимметричными и включают эмиттерный и коллекторный барьеры различной ширины с фермиевским
распределением носителей заряда в эмиттерной области (рис. 3). В качестве оптимальной выбрана концентрация падающих на РТД структуру электронов 101' см-3 (бр = 11 мэВ). В анализе использованы структуры с разным соотношением ширин барьеров Г1/Г2 = 1/4, 1/2, 2, 4. Данные для такой же структуры с симметричными барьерами (Г1/Г2 = 1) приведены на рис. 1. Видно, что использование асимметричных РТД структур с более широким эмиттерным барьером позволяет рельефней обозначить признаки квантового режима усиления в частотных зависимостях 6*) и тем самым
открывает некоторые новые возможности в плане практической реализации квантового режима усиления в РТД.
Обсуждение результатов. Прежде всего о высокочастотных свойствах и особенностях проявления квантового режима усиления в реальных РТД с фермиевским распределением электронов в эмиттерной части РТД. Эти данные представляют интерес как с точки зрения физики электронных процессов, так и в плане практического использования обнаруженных закономерностей с целью реализации и обнаружения квантового режима усиления в РТД структурах. Одна из особенностей, вытекающая из результатов анализа, заключается в том, что наиболее интересные особенности частотных зависимостей высокочастотного отклика, характеризующие квантовый режим усиления, в случае структур с фермиевским распределением обнаруживаются не в области высоких частот, соответствующих электронным переходам с приконтактных уровней вблизи уровня Ферми, а в области меньших частот, соответствующих переходам с нижних уровней в эмиттерной части структуры. Именно здесь в области частот / ~ 100—300 ГГц (Ни; « 0.3—1 мэВ) отчетливо проявляются участки кривых с подъемом величины высокочастотного отклика с ростом частоты при смещениях <5 = 6* = — 1 мэВ и 6 = 6* = +1 мэВ (рис. 1 и 3). В то же время особенности частотных зависимостей в области высоких частот (Кио «10 мэВ), отвечающих переходам электронов с области вблизи уровня Ферми на резонансный уровень в квантовой яме РТД (Ки > ер), почти полностью сглажены. Основная физическая причина этой особенности объясняется специфическим поведением приведенной инжекционной функции которая быстро спадает по мере приближения энергии электронного состояния в эмиттере, с которого происходят переходы, к уровню Ферми в той же эмиттерной области РТД. Таким образом, именно переходы с нижней части фермиевского распределения электронов в эмиттере определяют особенности частотных зависимостей высокочастотного отклика в асимметричных РТД структурах, и эти особенности также могут быть использованы при проведении экспериментальных исследований квантового режима усиления в РТД
Рис. 3. Рассчитанные частотные зависимости высокочастотного отклика в
асимметричных РТД структурах с фермиевским распределением электронов в эмиттере при концентрации электронов в эмиттерной области 101Т см~3 (ер = 11 мэВ). Зависимости рассчитаны при разных значениях 6" = — ед параметра смещения: 1 — 6* = — 3 мэВ, 2 - 6* = -1 мэВ, 3 - 6* = 0 мэВ, 4 - Ь* = 0.25 мэВ, 5 - 6* = 0.5 мэВ, 6 - 6* = 2 мэВ. Энергия резонансного уровня еЛ = 121 мэВ.
структурах. Более интересной с точки зрения проявления и возможностей регистрации квантового режима усиления оказывается ситуация при отрицательных смещениях 6* < 0 (кривая 2 на рис. 1 и 3, 6* = 6 = — 1 мэВ). Признаком проявления квантового режима усиления в этом случае является рост сигнала с увеличением частоты в области 100-300 ГГц. В случае аналогичной ситуации при 6* > 0 (кривые 5 и б на рис. 1 и 3, 6* = 6 = +0.5 мэВ и +2 мэВ) относительное изменение величины сигнала в той же области частот гораздо меньше. Наиболее четко описанный эффект наблюдается при концентрации электронов в эмиттере РТД 1017 см-3. В случае РТД с концентраци-
ей электронов 1018 см-3 несмотря на то, что величина высокочастотного сигнала ири этом заметно больше, относительное изменение величины сигнала при малых частотах (и; « 0) и в районе максимума (и; ~ 300 ГГц) выражено более отчетливо, что намного важнее с экспериментальной точки зрения. Наконец, в случае РТД структур с фер-миевским распределением в эмиттерной части структуры наблюдаются как области с положительным откликом, так и области с отрицательным откликом, соответствующие процессам поглощения электромагнитного излучения в РТД. Это вполне понятный результат, поскольку при наличии широкой полосы энергий в приконтактной части РТД переходы при некоторых смещениях 8* с нижней части уровней в фермиевском распределении в эмиттере, приводящие к поглощению, могут оказаться интенсивней переходов с верхних уровней распределения Ферми, формирующих усиление высокочастотного сигнала.
Показано, что оптимальными с точки зрения экспериментального наблюдения квантового режима усиления являются асимметричные РТД структуры с менее прозрачным и следовательно более широким эмиттерным барьером. Как видно из рис. 2, наличие асимметрии РТД структуры с более широким эмиттерным барьером приводит к более рельефному проявлению признаков квантового режима усиления. Это хорошо видно на примере кривых 1 и 5 (рис. 2), которые соответствуют двум РТД структурам с одинаковым набором ширин барьеров, первая из которых характеризуется наличием более широкого эмиттерного и более узкого коллекторного барьеров. Вторая структура (кривая 5) характеризуется обратным порядком барьеров. Суммарная квантовая ширина обоих барьеров Г = Гх + Г2 = 0.25 мэВ. В области малых частот и; ~ 0, соответствующих классическому режиму усиления (верхний фрагмент рисунка), как уже отмечалось, порядок расположения барьеров, характеризующихся большой и малой величиной квантовой ширины Гх и Г2, никак не влияет на величину высокочастотного
отклика. Однако при более высоких частотах и больших значениях смещения 8 частотные зависимости 1 и 5 расходятся. Частотная зависимость, представленная кривой 5, практически не меняется по форме и лишь понижается, что связано с уменьшением величины высокочастотного отклика. В случае же зависимости, представленной кривой 1 и отвечающей РТД структуре с менее прозрачным эмиттерным барьером, частотная зависимость Jc(ш, 8) претерпевает существенное изменение. С ростом смещения 8 в этом случае вырисовывается хорошо выраженный максимум, характеризующий квантовый режим усиления. При переходе к значениям смещения 0.25 и 0.5 мэВ этот признак квантового режима усиления проявляется в еще большей мере.
Таким образом, результаты проведенного анализа свидетельствуют о том, что асим метричная РТД структура с более широким эмиттерным барьером является более перспективной с точки зрения возможностей экспериментального обнаружения квантового режима усиления. Фактически эта особенность означает, что при интерпретации результатов в случае асимметричных РТД структур, как показывают расчеты, следует учитывать не только суммарную квантовую ширину уровня (Г1 + Г2 = 0.25 мэВ), но и величину, характеризующую вклад первого барьера (Г1 = 0.05 мэВ), которая вполне заметным образом влияет на конечный результат. С учетом сказанного соотношение 6/Т\ (для Г1 = 0.05 мэВ) при смещениях порядка 6 = 0.125, 0.25 и 0.5 мэВ оказывается достаточно большим и вполне удовлетворяет условиям реализации квантового режима усиления, что и проявляется в приведенных на рис. 2 рассчитанных зависимостях. Из результатов расчетов следует, что и в случае реальных РТД, характеризующихся фермиевским распределением электронов в эмиттере, асимметричные РТД структуры с менее прозрачным эмиттерным барьером оказываются более эффективными в плане проявлений квантового режима усиления. В таких структурах особенности квантового режима усиления, как видно из рис. 3, выражены более четко, что конечно должно учитываться при проведении экспериментальных исследований, направленных на обнаружение предсказываемого теорией квантового режима усиления в РТД.
В результате выполненного модельного анализа показано, что в симметричных и асимметричных РТД структурах при туннелировании моноэнергетического пучка электронов, как и в случае предыдущей работы [6], квантовый режим усиления проявляется в виде четко выраженной полосы усиления в области субтерагерцовых и терагерцо-вых частот. Наиболее эффективными с точки зрения наблюдения квантового режима усиления являются асимметричные РТД структуры с менее прозрачным эмиттерным барьером. Показано, что в случае реальных РТД структур, характеризующихся наличием фермиевского распределения электронов в эмиттере, полоса усиления существенно расширяется и наиболее рельефные особенности, связанные с проявлением квантового режима усиления, наблюдаются в ее низкочастотной части, т.е. в области нескольких сотен гигагерц. Признаком квантового режима усиления в этом случае является характерное возрастание высокочастотного сигнала с частотой в области этих частот, что исключено в случае обычного классического режима усиления. Показано, что оптимальными в плане экспериментального обнаружения квантового режима усиления в реальных РТД структурах с фермиевским распределением электронов в эмиттере являются асимметричные РТД структуры с менее прозрачным эмиттерным барьером. В таких
структурах особенности квантового режима усиления выражены более четко при сохранении интенсивности высокочастотного отклика, что может быть использовано при постановке экспериментов по обнаружению и изучению предсказываемого теорией квантового режима усиления. Приведенные результаты расчетов относятся к случаю низких гелиевых температур (Т = 4.2 К). При переходе к комнатным температурам даже в лучших РТД структурах проявление квантового режима усиления оказывается менее выраженным, и экспериментальное наблюдение этого режима становится практически невозможным.
Авторы выражают благодарность В. Ф. Елесину за ценные замечания. Работа выполнена в рамках Европейского соглашения GDRE "Semiconductor sources and detectors of Terahertz radiation" при финансовой поддержке РФФИ (N 08-02-00513), ПФИ Президиума РАН "Квантовые наноструктуры", НП ОФН РАН "Проблемы радиофизики"" (Раздел: Освоение терагерцового диапазона), НП ОФН РАН "Когерентное оптическое излучение полупроводниковых соединений и структур", программы УНК ФИАН.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Е. R. Brown, T.C.L.G. Sollner, С. D. Parker, et al., Appl. Phys. Lett. 55, 1777 (1989).
[2] E. R. Brown, J. R. Soderstrom, C. D. Parker, et al., Appl. Phys. Lett. 58, 2291 (1991).
[3] В. Ф. Елесин, ЖЭТФ 116, 704 (1999).
[4] В. Ф. Елесин, ЖЭТФ 121, 925 (2002).
[5] В. Ф. Елесин, ЖЭТФ 124, 379 (2003).
[6] О. А. Клименко, Н. В. Дьяконова, В. Кнап и др. Краткие сообщения по физике ФИАН, 36(1), 24 (2009).
[7] В. А. Чуенков, Краткие сообщения по физике ФИАН, 35(10), 21 (2008).
[8] С. В. Duke, Tunneling in Solids (Academic, New York, 1969), Chap. 5.
[9] V. J. Goldman, D. C. Tsui, and J. E. Cunningham, Phys. Rev. Letts 58(12), 1256 (1987).
[10] C. Weisbuch and B. Vinter, Quantum Semiconductor Structures (Academic Press, Inc., Boston, San Diego, New York, London, Sydney, Tokyo, Toronto, 1991).
Поступила в редакцию 25 сентября 2008 г.
