Температурная характеризация соединительных туннельных диодов GaAs/AlGaAs

Контрош Евгений Владимирович; Калиновский Виталий Станисловович; Климко Григорий Викторович; Бер Борис Яковлевич; Прудченко Ксения Константиновна; Толкачев Иван Андреевич; Казанцев Дмитрий Юрьевич

L Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки. 16 (4) 2023

St. Petersburg State Polytechnical University Journal. Physics and Mathematics. 2023. Vol. 16. No. 4 -►

Научная статья УДК 621.315.592

DOI: https://doi.org/10.18721/JPM.16403

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ХАРАКТЕРИЗАЦИЯ СОЕДИНИТЕЛЬНЫХ

ТУННЕЛЬНЫХ ДИОДОВ GaAs/AlGaAs Е. В. Контрош п, В. С. Калиновский, Г. В. Климко, Б. Я. Бер, К. К. Прудченко, И. А. Толкачев, Д. Ю. Казанцев

Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург, Россия

и kontrosh@mail.ioffe.ru

Аннотация. В температурном диапазоне 100 — 400 K исследованы вольтамперные характеристики двух типов структур соединительных туннельных диодов (ТД) «++-GaAs-(5Si)/7-(GaAs/Al0 2Ga0 8As)/^++-AlQ 2Ga0 gAs-(5Be), отличающихся температурой роста и толщинами эпитаксиальных слоев. Определены температурные зависимости основных параметров ТД: пикового значения плотности туннельного тока J , плотности тока долины Jv и дифференциального сопротивления Rd. Образцы ТД структуры А, выращенной при температуре 500 °С, обеспечивают в диапазоне 100 — 400 K наибольшие значения пикового тока J < 220 A/см2 при температурной стабильности величины около 93 %. ТД структуры В выращенные при температуре 450 °С, показали меньшие значения плотности пикового туннельного тока: J < 150 А/см2, с существенной линейной температурной зависимостью. Полученные результаты могут быть использованы при разработке и создании монолитных многопереходных фотопреобразователей мощного лазерного излучения.

Ключевые слова: вольтамперная характеристика, туннельный диод, эпитаксиальный слой, дифференциальное сопротивление, пиковый туннельный ток

Для цитирования: Контрош Е. В., Калиновский В. С., Климко Г. В., Бер Б. Я.,

Прудченко К. К., Толкачев И. А., Казанцев Д. Ю. Температурная характеризация соединительных туннельных диодов GaAs/AlGaAs // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки. 2023. Т. 16. № 4. С. 30-41. DOI: https://doi. org/10.18721/ JPM.16403

Статья открытого доступа, распространяемая по лицензии CC BY-NC 4.0 (https:// creativecommons.org/licenses/by-nc/4.0/)

Original article

DOI: https://doi.org/10.18721/JPM.16403

TEMPERATURE CHARACTERIZATION OF GaAs/AlGaAs

CONNECTING TUNNEL DIODES E. V. Kontrosh ■ , V. S. Kalinovskii, G. V. Klimko, B. Ya. Ber, K. K. Prudchenko, I. A. Tolkachev, D. Yu. Kazantsev

Ioffe Institute of RAS, St. Petersburg, Russia

и kontrosh@mail.ioffe.ru

Abstract. The current-voltage characteristics of two types of GaAs-(SSi)/7-(GaAs/ Al Ga As)/p++-Al Ga As-(SBe) tunnel diode (TD) structures grown at different temperatures and epitaxial layer ' thicknesses have been investigated in the temperature range 100— 400 K. Temperature dependences of the main TD parameters were determined: the peak value of the tunnel current density (J), the valley current density (J) and the differential resistance

(Rd). TD samples of structure A grown at 500 °C exhibited the highest values of the peak current density (J < 220 A/cm2) with temperature stability of 93 % over the whole temperature range. TD samples of structure B grown at 450 °C showed lower values of the peak tunneling current density (J < 150 A/cm2), with significantly linear temperature dependence. Our findings can be used in the design and development of monolithic multijunction photoconverters of powerful laser radiation.

Keywords: current-voltage characteristics, tunnel diode, epitaxial layer, differential resistance, peak tunneling current

For citation: Kontrosh E. V., Kalinovskii V. S., Klimko G. V., Ber B. Ya., Prudchenko K. K., Tolkachev I. A., Kazantsev D. Yu., Temperature characterization of GaAs/AlGaAs connecting tunnel diodes, St. Petersburg State Polytechnical University Journal. Physics and Mathematics. 16 (4) (2023) 30-41. DOI: https://doi.org/10.18721/JPM.l6403

This is an open access article under the CC BY-NC 4.0 license (https://creativecommons. org/licenses/by-nc/4.0/)

Введение

Мощные монолитные многопереходные фотопреобразователи (МП ФЭП) монохроматического оптического излучения перспективны для создания различных систем опто-электроники, работающих как на Земле, так и в космосе. К таким системам можно отнести радиофотонную фазированную антенную решетку [1], энергоавтономные приемопередающие станции атмосферных оптических линий связи [2], элементы питания автономных оптоэлектронных устройств и др. [3, 4]. В зависимости от мощности оптического излучения и области применения, МП ФЭП могут работать в широком диапазоне температур (100 — 400 K) [5, 6]. Монолитные МП ФЭП включают в себя несколько последовательно включенных фотоактивных p—n-переходов — субэлементов на основе полупроводника с одинаковой шириной запрещенной зоны, но с различной геометрией и уровнями легирования слоев. Соединение субэлементов в МП ФЭП осуществляется встречновключен-ными туннельными диодами (ТД). Эффективность и надежность МП ФЭП существенно зависит от температурной стабильности параметров соединительных ТД: пикового значения плотности туннельного тока J , дифференциального сопротивления R туннельной ветви и высокой оптической прозрачности в широком диапазоне рабочих температур. Характерной особенностью соединительных ТД является высокая степень вырождения субнаноразмерных слоев, достигаемая методом дельта-легирования. Однако в процессе эпитаксиального роста всей структуры МП ФЭП, в вырожденных слоях ТД происходит взаимодиффузия донорной и акцепторной примесей, которая ведет к размытию профилей и снижению концентрации свободных носителей заряда. Эти факторы оказывают весомое влияние на параметры ТД и характер их температурной зависимости.

В данной работе экспериментально исследованы вольтамперные характеристики (ВАХ) соединительных туннельных диодов GaAs/AlGaAs в температурном диапазоне от 100 до 400 K, определены температурные зависимости параметров J и Rd и проведен анализ полученных результатов.

Экспериментальная часть

В работе исследовались соединительные p++—i—n++ ТД двух типов структур: А и В, которые были выращены методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ). Распределения концентраций атомов в исследованных структурах, определенные методом вторичной ионной масс-спектрометрии (ВИМС), представлены на рис. 1. Между вырожденными областями обеих структур ТД формировались «квазинейтральные» i-области, состоящие из двух слоев различной толщины: i-GaAs и i-Al02Ga08As. Обе структуры ТД были выращены на подложках GaAs (100) p-типа с концентрацией бериллия NA = 1-1019 см 3. После выращивания буферных слоев значения температуры эпитаксии снижали до 500 и до 450 °С для структур A и В соответственно.

В обеих исследованных структурах ТД наблюдалась значительная диффузия легирующей примеси бериллия в вырожденную область и++-ОаЛ8, легированную кремнием (см. рис. 1).

а) Ь)

Рис. 1. Распределения концентрации Nat легирующих примесей по толщине образца d в структурах ТД двух типов: А (а) и В (b), определенных методом вторичной ионной масс-спектрометрии. Кривые, относящиеся к разным элементам, показаны разными цветами

Анализ данных на рис. 1 позволяет заключить, что диффузия бериллия в структуре A способствовала уменьшению толщины слоя n++-GaAs и концентрации в нем свободных носителей заряда, ввиду перекомпенсации донорной и акцепторной примесей. Толщина указанного слоя, не скомпенсированного примесью бериллия, составляла примерно 5 нм при изменении концентрации атомов кремния от 1-1019 до 3-1019 см-3 в структуре A, и примерно 20 нм при изменении концентрации от 9'1018 до 6-1019 см-3 в структуре B. Диффузия атомов бериллия привела к формированию скомпенсированных квазинейтральных областей между вырожденными n++- и р++-слоями. На рис. 1,а и b эти области названы "co-doped region". У структуры A данная область имеет несколько большую толщину (около 25 нм) и состоит из двух слоев — GaAs:(Si, Be) и AlGaAs:(Si, Be) (см. рис. 1,а). У структуры B данная область состоит только из одного слоя AlGaAs:(Si, Be), имеющего толщину, не превышающую 10 нм (см. рис. 1,b).

В структуре А измеренные пиковые значения концентрации атомов кремния и бериллия в области перекрытия примерно совпадают и составляют не более 8-1019 см-3. Другая ситуация складывается в структуре B, где в области перекрытия AlGaAs концентрация атомов кремния преобладает над концентрацией атомов бериллия, при этом N = 5-1019см-3, N. = 2-1019 см-3.

D ' а

С помощью постростовой технологии, на выращенных структурах ТД были сформированы массивы диодов с диаметром мезы 225 мкм, снабженные многослойными омическими контактами с n- и p- областями AuGe-Ni-Au и AgMn-Ni-Au, возожженными в атмосфере водорода при температуре 500 °C.

Измерения ВАХ образцов ТД структур A и B выполнялись при напряжениях прямого смещения до 1 В.

Результаты и их обсуждение

Структура А, в отличие от структуры B, при температуре 300 K проявляла разброс значений J от 90 до 220 А/см2 по эпитаксиальной пластине диаметром около 6 см. В центре этой пластины значения J были близки к среднему значению — 116 А/см2, а к ее периферии плотность туннельного тока J возрастала примерно до 220 А/см2. Существенно меньший разброс значений, а именно J = 125 — 150 А/см2, был получен для образцов в центре и на периферии эпитаксиальной пластины структуры B.

Для исследования параметров J и Rd в температурном диапазоне 100 — 400 K были отобраны образцы ТД из центральных и периферийных частей эпитаксиальных пластин обеих структур. ВАХ отобранных образцов, измеренные в указанном диапазоне, представлены на рис. 2.

Согласно полученным экспериментальным ВАХ, для любых образцов структуры В и периферийных структуры А наблюдаются линейные зависимости большей части туннельного участка ВАХ при понижении температуры до 100 К (см. рис. 2). В то же время для образцов из центра структуры А проявляется экспоненциальная зависимость на туннельном участке ВАХ при понижении температуры. Такое поведение зависимостей может быть обусловлено влиянием сразу нескольких факторов.

a)

b)

J, A/cm2 200

150

100

50

0

у. Structure A m . • • 1 .• ?

periphery/ ■ ■ / .. A1p A3p f /-/ ^

A2p/ jF jt ж J.

£.......center,,,, \oLgstf A6c

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1.0

U, V

J, A/cm2 200

150

100

50

0

Structure B center of wafer

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1.0

U, V

Рис. 2. Результаты измерений прямых ВАХ образцов ТД двух типов структур: А (а) и B (b) при разных температурах. Образцы взяты на периферии (кривые Alp — A3p) и в центрах (A4c — A6c, Blc — B3c) эпитаксиальных пластин; T, K: 353 (Alp, A4c, Blc), 223 (A2p, A5c, B2c) и 123 (A3p, A6c, B3c)

Как показано в работе [7], туннельный ток в ТД определяется двумя механизмами транспорта: межзонного квантового туннелирования и туннельно-ловушечным. Оба дают вклад в величину пиковой плотности туннельного тока. Согласно первому, электроны туннелируют из занятых состояний зоны проводимости на свободные состояния в валентной зоне через потенциальный барьер. Второй, туннельно-ловушечный механизм транспорта, обусловлен наличием локализованных примесных состояний (ловушек) в запрещенной зоне полупроводника. В этом случае электрон в процессе туннелирования захватывается ловушкой и далее туннелирует в разрешенные состояния валентной зоны. Понижение температуры способствует активному вымораживанию носителей заряда на ловушках, и тогда для преодоления локализованных примесных состояний необходимо увеличение электрического поля, что приводит к экспоненциальной зависимости тока от напряжения [8].

Согласно измерениям ВИМС для структуры А (см. рис. 1,а), данный механизм транспорта может являться доминирующим ввиду высокой степени перекрытия донор-ных и акцепторных примесей в центральной области р++— п++ туннельного перехода.

Из экспериментальных ВАХ и выражения (1) [9] нами рассчитывался нормированный температурный коэффициент пикового значения плотности туннельного тока:

JTj — JTrt

AJp = p т p -100%,

T

(1)

Ttrt p

т

где Д/ — температурный коэффициент; Jр, Jp1<T — плотности пикового туннельного тока при фиксированной Т и комнатной (Ткр = 300 К) температурах, соответственно.

Положительная величина Д/ характеризует рост, а отрицательная — падение параметра / относительно его значения при комнатной температуре.

Зависимости / и Д/ для структур А и В представлены на рис. 3,а, с. Образцы ТД из центральной (кривые Ас) и периферийной (кривые Ар) частей структуры А демонстрируют более высокую термостабильность пикового значения плотности туннельного тока, по сравнению с образцами из структуры В (кривые Вс). Для образцов ТД структуры А из центра и периферии пластины, изменение максимального значения / составляют соответственно 17 % (кривая Ас на рис. 3,а) и 7 % (кривая Ар там же). Для образцов ТД

структуры В изменение максимального значения 3 составило 42 % (кривая Вс на рис. 3,а).

При нагреве от 300 до 400 К для образцов ТД, взятых из центра и периферии эпитакси-альной пластины структуры А, параметр 3 снижается, и значение Д3 в центре пластины составило —9,5 %, а на периферии —6,8 %р (кривые Ас и Ар на рис. 3,с).

При понижении температуры от 300 до 100 К у образцов из центра пластины А наблюдался нелинейный рост параметра 3 с температурным коэффициентом Д3 = 7,5 %, в то время как у периферийных образцов параметр 3 снижался с коэффициентом

Д3 = -4,0 %. р

р

Отметим, что для образцов структуры А на рис. 3,а наблюдаются плавные максимумы значений пикового туннельного тока, соответственно в температурных областях 150 — 250 К (кривая Ас) и 200 — 300 К (кривая Ар). Для образцов структуры В зависимость 3 демонстрирует линейный рост во всем температурном диапазоне (кривая Вс на рис. 3,а). При нагреве от 300 до 400 К значение Д3 составило 14 %, а при охлаждении примерно до 100 К оно составило —29 %.

а) Ъ)

100

150

200

250

300

350

400

ир, А/ст2 200

150

100

С)

20 10 0 -10 -20 -30

Л »' 1 * *—*-*-*—

Ар л {

Вс

Ас

А -« «. . -•--4 СС Вс

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Ар * - .=. Ас '

100 А/ст2 100

150

200

250

300

350

400

С)

50

1,5 1,0 0,5

100

150

200

250

300

350

400 Г, К

Ар

• I * * ■ * * * Вс

* * •—• .

Вс -*—11 ■-■-■-_т__

V * * * * ♦

100 150 200 250

300 350

400

7, К

Рис. 3. Экспериментальные (кривые Ас, Ар, Вс) и расчетные (А, В) температурные зависимости ключевых параметров образцов ТД структур типов А и В: 3р (а), Д3р (с), 3у (Ь), (с[).

Образцы были взяты из центра (Ас, Вс) либо из периферии (Ар) эпитаксиальных пластин структур А и В.

Для сравнения приведена расчетная кривая (СС) из статьи [17] для двухбарьерного резонансного туннельного диода АЮаАз/ОаА

Поведение температурной зависимости 3 образцов ТД исследуемых структур А и В обусловлено несколькими факторами, действующими на величину 3 в противоположных направлениях [6, 9]. Во-первых, с увеличением температуры уменьшается ширина запрещенной зоны Е полупроводника, что ведет к снижению высоты потенциального барьера и росту вероятности квантового туннелирования и величины 3 . Во-вторых, увеличение температуры снижает степень вырождения энергетических уровней вследствие перераспределения по ним электронов. Количество электронов в зоне проводимости на уровнях ниже уровня Ферми Ер в и-области Ес уменьшается, так как часть свободных электронов переходит на более высокие энергетические уровни, а уровень Ферми смещается вниз. В результате уменьшается количество электронов, способных к туннелиро-

ванию, и величина 3 снижается.

р

Согласно результатам ВИМС-профилирования (см. рис. 1), уровень легирования акцепторной примеси бериллия в вырожденной области р++-АЮаА8 для обеих структур ТД примерно одинаков и составляет не менее 2Т019 см-3; в этом случае основное влияние на температурные характеристики ТД оказывает область и++-ОаА8. При уменьшении уровня концентрации свободных носителей заряда (ниже 1-1019 см-3) в области и++-ОаАз, основное влияние на туннельный ток 3 с ростом температуры начинает оказывать изменение положения уровня Ферми. Последний смещается ближе к дну зоны проводимости, и величина 3 падает. При более высоком уровне концентрации свободных носителей заряда

(выше 1-1019 см-3) основное влияние на значение / в диапазоне 100 — 400 К оказывает изменение ширины запрещенной зоны, а изменение положения уровня Ферми влияет незначительно; в итоге значение / растет по мере увеличения температуры.

По модели, изложенной в работе [10], нами был выполнен расчет температурных зависимостей Д/ ТД, аналогичных структурам А и В (см. рис. 1). Полученный результат показал качественное совпадение характера рассчитанных зависимостей Д/ (сравните кривые А и В на рис. 3,с) с экспериментальными (кривые Ас, Ар, Вс на рис. 3,с).

Факт наличия отрицательного температурного коэффициента в диапазоне 300 — 400 К для исследованных образцов ТД структуры А, в отличие от ТД структуры В, указывает, что уровень концентрации свободных носителей заряда области п++-ОаЛ8 в центре и на периферии структуры А значительно ниже, чем в структуре В, ввиду большей толщины области взаимного перекрытия и компенсации примесей кремния и бериллия (см. рис.1,а и 2,а). При этом, поскольку при температуре 400 К температурный коэффициент структуры А из центра пластины по абсолютной величине больше для образцов ТД (Д/ = —9,5 %), чем у образцов ТД из периферии (Д/ = —6,8 %), уровень концентрации своё одных носителей заряда области п++-ОаЛ8 периферийных образцов несколько выше, чем в центре пластины у структуры А, но ниже чем у структуры В. Это связано с тем, что для ТД структуры В величина /р растет при нагреве с температурным коэффициентом Д/ = 13,6 %. Разница в параметрах между периферийными и центральными образцами ТДр на пластине структуры А может быть вызвана градиентом температуры по пластине еще в процессе роста структуры (на периферии температура на несколько градусов ниже, чем в центре). Это приводит к снижению степени перекомпенсации на периферии.

Величина /р исследуемых ТД определяется уровнем легирования и величиной вырождения слоя п++-ОаЛ8 ТД. Однако значение / периферийных образцов ТД структуры А составляет примерно 220 А/см2, в то время как для ТД структуры В соответствующее максимальное значение составляет около 150 Л/см2. Согласно нашим предположениям, это может быть связано как с толщиной «квазинейтральной» перекомпенсированной области кремний—бериллий [10], так и с наличием в ней более высокой концентрации дефектов, обусловленных перекомпенсацией атомов примеси [11 — 16]. Это подтверждается и значениями плотности токов долины на темновых ВАХ образцов исследованных структур (см. рис. 2 и 3,Ь). С увеличением прямого напряжения смещения (см. рис. 2) плотность тока сначала возрастает до значения / при напряжении и , а затем снижается до минимального значения плотности тока долины / при напряжении и вследствие уменьшения степени перекрытия зоны проводимости с валентной зоной [9]. Плотность тока долины связана с избыточной компонентой плотности тока ВАХ ТД. В свою очередь эта избыточная компонента определяется концентрацией глубоких уровней внутри запрещенной зоны полупроводника и наличием (либо отсутствием) дефектов структуры различного рода. Дефекты способствуют доминированию дополнительного механизма транспорта носителей заряда, связанного с резонансным механизмом туннелирования.

Поскольку область перекомпенсации расположена между вырожденными областями п++ и р++, она обеднена основными носителями заряда и является «эффективным» /-слоем. В работе [10] нами было установлено с помощью численного моделирования, что зависимость величины /р туннельных диодов

n++-GaAs-(5Si)//-(GaAs/Al0 2Оа0 ^)/р++-Л10 2Оа0 ^-(5Ве) (р-/-п)

от толщины /-области является немонотонной. При этом плотность пикового тока сначала возрастает, достигая максимума, а затем снижается ввиду увеличения толщины потенциального барьера, через который туннелируют носители заряда.

Таким образом, толщина «эффективной» /-области, обусловленной перекомпенсацией донорной и акцепторной примесей, может влиять на величину /р.

Кроме того, вследствие высокой концентрации доноров кремния и акцепторов бериллия, в перекомпенсированном «эффективном» /-слое присутствует более высокая концентрация дефектов и связанных с ними локализованных примесных состояний. В туннельных диодах с резким профилем легирования межзонное квантовое туннелирование выступает главным механизмом транспорта носителей заряда [11]. Однако при наличии

значительной области перекомпенсации донорного и акцепторного профилей легирования и высокой концентрации локализованных примесных состояний в потенциальном барьере, начинает превалировать резонансное туннелирование (РТ) [12]. При этом резонанс наступает в случае совпадения энергии состояний в зоне проводимости с энергиями примесных состояний на потенциальном барьере и разрешенных состояний в валентной зоне. Теория РТ через два локализованных примесных состояния изложена в работе [13]. Согласно работам [14 — 16], значительному росту величины / при малых положительных напряжениях смещения на ТД способствуют локализованные состояния, совпадающие по энергии и индуцированные парой донор-акцептор. Данные предположения подтверждаются температурной зависимостью / в резонансных туннельных диодах.

На рис. 3,с (кривая СС) для сравнения представлена температурная зависимость Д/ для двухбарьерного резонансного туннельного диода (РТД) ЛЮаЛ8/ОаЛ8, смоделированная по модели Хартри, полученная авторами работы [17]. Анализ данной зависимости, полученной при нагреве от 300 до 400 К, показывает, что наблюдается падение величины / при отрицательном значении температурного коэффициента Д/ = —5 %, так же, как иР для структуры А (см. кривые Ас, Ар). При охлаждении же от 300 до 100 К величина / плавно растет и дает значение Д/ = 7 %. Авторы исследования [17] объясняют наличие отрицательного температурного коэффициента ВАХ РТД при нагреве до 400 К рассеянием носителей заряда на фононах и электрон-электронным взаимодействием.

Из экспериментальных ВАХ ТД при разных температурах нами было рассчитано дифференциальное сопротивление, отвечающее за паразитные потери при падении напряжения на ТД в многопереходных ФЭП (рис. 3,^). Для эффективной работы МП ФЭП соединительные элементы должны обеспечивать сопротивление ниже 10 мОм-см2 [6]. Зависимости дифференциального сопротивления исследованных образцов ТД от температуры, учитывающие сопротивление электрической схемы в криостате (около 0,7 мОм-см2), представлены на рис. 3,й. Наилучшая температурная стабильность Я наблюдается для образцов ТД структуры В (см. рис 3,й, кривая Вс). Во всем температурном диапазоне величина Я для образцов ТД структуры В изменяется от 0,58 до 0,42 мОм-см2. Для структуры А, при нагреве от 100 до 400 К, величина Я изменяется от 1,59 до 0,67 мОм-см2 для образцов ТД из центральной части и от 0,58 до 0,34 мОм-см2 для образцов из периферийной части.

Проведенные температурные исследования прямых ВАХ позволяют заключить, что разработанные соединительные ТД структуры А обеспечивают температурную стабильность параметров /, Д/ около 93 % и параметра Я — примерно 59 %, тогда как структуры В обеспечивают соответственно около 83 и 72 %.

Заключение

В температурном диапазоне 100 — 400 К выполнены исследования прямых вольт-амперных характеристик соединительных туннельных диодов (ТД) вида

n++-GaAs-(5Si)//•-(GaAs/Al0 ^а0 8 As)/p++-Al0 ^а0 ^-(5Ве)

для двух типов структур, полученных методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Структура типа А содержала перекомпенсированный «эффективный» /-слой толщиной

< 25 нм, образованный взаимодиффузией кремния и бериллия при температуре эпи-таксиального роста 500 °С. Структура типа В имела «эффективный» /-слой толщиной

< 10 нм, образованный аналогичным образом при температуре роста 450 °С.

Согласно полученным результатам, установлено, что при нагреве до 400 К для ТД

структуры А наблюдается плавное снижение плотности туннельного тока /р, в то время как для структуры В характерен линейный рост /р. Для образцов ТД структуры А изменение значения / составляло 7 %, а для образцов ТД структуры В — 42 %. Такая зависимость величины /р от температуры для структуры А связана с влиянием температурной диффузии преимущественно акцепторной примеси бериллия из слоя

р--^ 2Са0 ^-(5Ве) в область • 2 '8

n++-GaAs-(5Siy/-(GaAs/Al0) 2Оа0,

Указанная диффузия способствовала снижению вырождения слоя ТД и++-ОаЛ8-(581) за счет формирования перекомпенсированной области кремния и бериллия.

Линейный рост величины / с увеличением температуры для структуры В обусловлен меньшей толщиной «эффективного» /-слоя, меньшей глубиной диффузии примеси бериллия в область и++-ОаЛ8 и, соответственно, большим уровнем ее легирования и вырождения.

В температурном диапазоне 100 — 400 К полученные максимальные значения величины / составляли около 220 Л/см2 для структуры А и примерно 150 Л/см2 для структуры В. Такие значения / могут быть обусловлены как толщиной «эффективного» /-слоя, так и уровнем локализованных примесных состояний, инициирующих резонансное тунне-лирование.

На основе анализа измеренных ВАХ установлено, что в температурном диапазоне от 100 до 400 К значения дифференциального сопротивления для образцов ТД структуры А лежат в пределах Яа = 0,58 — 0,34 мОм-см2, а для структуры В — в пределах 0,58 - 0,42 мОм-см2.

Согласно полученным результатам, образцы ТД, которые были взяты на периферии эпитаксиальной пластины структуры А, выращенной при температуре 500°С, обеспечивают более высокую температурную стабильность и максимальные значения /р при минимальных значениях Яа. Большая степень перекомпенсации легирующих примесей в активной области ТД, расположенных в центре пластины, приводит к снижению плотности пикового туннельного тока. Образцы структуры В, выращенной при температуре 450 °С, обеспечивают лучшую стабильность значения плотности пикового тока по пластине, но с меньшим максимальным значением / и худшей температурной стабильностью. Предполагаем, что оптимальные условия роста структуры ТД вида

и++-GaAs-(5Si)//-(GaAs/Al0 ^а0 ^/р^-Л^ ^а0 ^-(5Ве)

с максимальными значениями / , минимальными значениями Яа и высокой температурной стабильностью будут лежать в температурном диапазоне эпитаксии 450 < Т < 500 °С.

При разработке многопереходных фотоэлектрических преобразователей мощного оптического излучения необходимо учитывать температурную диффузию примеси в высоколегированных слоях соединительных ТД. Препятствием к паразитной диффузии примеси может служить включение между высоколегированными слоями ТД нелегированного /-слоя толщиной до 10 нм, а также оптимизация температуры эпитаксиального роста. Кроме того, важно использовать лигатуру с меньшим коэффициентом диффузии, например углерод в качестве акцепторной примеси.

Отметим, что учет вклада резонансного туннелирования в соединительных ТД с высокой оптической прозрачностью может быть перспективным для создания высокоэффективных многопереходных фотоэлектрических преобразователей мощного лазерного излучения.

Исследования методом ВИМС выполнялись на оборудовании ЦКП «Материаловедение и диагностика в передовых технологиях», ФТИ им. А. Ф. Иоффе, поддерживаемом Министерством науки и высшего образования Российской Федерации.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Зайцев Д. Ф., Андреев В. М., Биленко И. А. и др. Первая радиофотонная фазированная антенная решетка // Радиотехника. 2021. № 4. С. 153—164.

2. Kalinovskii V. S., Terukov E. I., Kontrosh E. V., et al. Energy-informational hybrid photovoltaic converter of laser radiation // St. Petersburg State Polytechnical University Journal. Physics and Mathematics. 2023. Vol. 16. No. 1.2. Pp. 47-51.

3. Kalinovskiy V. S., Kontrosh E. V., Gusev G. A., Sumarokov A. N., Klimko G. V., Ivanov S. V., Yuferev V. S., Tabarov T. S., Andreev V. M. Study of PV characteristics of Ama^As/GaAs photodiodes // Journal of Physics: Conference Series. 2018. Vol. 993. P. 012029.

4. Wang A.-Ch., Sun Y.-R., Yu Sh.-Zh., Yin J.-J., Zhang W., Wang J.-Sh., Fu Q.-X., Han Y.-H., Qin J., Dong J.-R. Characteristics of 1520 nm InGaAs multijunction laser power converters // Applied Physics Letters. 2021. Vol. 119. No. 24. P. 243902.

5. Hoheisel R., Bett A. W., Warner J. H., Walters R. J., Jenkins P. Low temperature low intensity effects in III-V photovoltaic devices for deep space missions // Proceedings of the IEEE 7th World Conference on Photovoltaic Energy Conversion (WCPEC) (A Joint Conference of 45th IEEE PVSC, 28th PVSEC & 34th EU PVSEC). June 10-15, 2018. Pp. 3763-3767.

6. Lumb M. P., González M., Yakes M. K., Affouda C. A., Bailey C. G., Walters R. J. High temperature current-voltage characteristics of InP-based tunnel junctions // Progress in Photovoltaics. 2015. Vol. 23. No. 6. Pp. 773-782.

7. Baudrit M., Algora C. Tunnel diode modeling, including nonlocal trap-assisted tunneling: A focus on III-V multijunction solar cell simulation // IEEE Transactions on Electron Devices. 2010. Vol. 57. No. 10. Pp. 2564-2571.

8. Tabe M., Tan H. N., Mizuno T., Muruganathan M., Anh L. T., Mizuta H., Nuryadi R., Moraru D. Atomistic nature in band-to-band tunneling in two-dimensional silicon pn tunnel diods // Applied Physics Letters. 2016. Vol. 108. No. 9. P. 093502.

9. Зи С. Физика полупроводниковых приборов. В 2-х кн. Пер. с англ. 2-е, перераб. и доп. изд. М.: Мир, 1984. Кн. 1 - 456 с., Кн. 2 - 456 с.

10. Калиновский В. С., Контрош Е. В., Климко Г. В., Иванов С. В., Юферев В. С., Бер Б. Я., Казанцев Д. Ю., Андреев В. М. Разработка и исследование туннельных p—/—n-диодов GaAs/ AlGaAs для многопереходных преобразователей мощного лазерного излучения // Физика и техника полупроводников. 2020. Т. 54. № 3. С. 285—291.

11. Esaki L. New phenomenon in narrow germaniump—n junctions // Physical Review. 1958. Vol. 109. No. 2. Pp. 603-604.

12. Savchenko A. K., Kuznetsov V. V., Woolfe A., Mace D. R., Pepper M., Ritchie D. A., Jones G. A. C. Resonant tunneling through two impurities in disordered barriers // Physical Review. B. 1995. Vol. 52. No. 24. Pp. R17021-R17024.

13. Ларкин А. И., Матвеев К. А. Вольт-амперная характеристика мезоскопических полупроводниковых контактов // Журнал экспериментальной и теоретической физики. 1987. Т. 93. № 3 (9). С. 1030-1038.

14. Jandieri K., Baranovskii S. D., Rubel O., Stolz W., Gebhard F., Guter W., Hermle M., Bett A. W. J. Resonant electron tunneling through defects in GaAs tunnel diodes // Applied Physics. 2008. Vol. 104. No. 9. P. 094506.

15. Prabhudesai G., Muruganathan M., Anh L.T., Mizuta H., Hori M., Ono Y., Tabe M., Moraru D. Single-charge band-to-band tunneling via multiple-dopant clusters in nanoscale Si Esaki diodes // Applied Physics Letters. 2019. Vol. 114. No. 24. P. 243502.

16. Prabhudesai G., Yamaguchi K., Tabe M., Moraru D. Coulomb-blockade charge-transport mechanism in band-to-band tunneling in heavily-doped low-dimensional silicon Esaki diodes // Proceedings of the IEEE Silicon Nanoelectronics Workshop (SNW). Honolulu, Hawaii, USA, June 13-14, 2020. Pp. 109-110.

17. Saha S., Biswas K., Hasan M. Temperature comparison of GaAs/AlGaAs based double barrier resonant tunneling diode considering NEGF // Proceedings of the 4th International Conference on Advances in Electrical Engineering (ICAEE). Bangladesh, September 28-30, 2017. Pp. 44-47.

REFERENCES

1. Zaitsev D. F., Andreev V. M., Bilenko I. A., et al., First radiophoton phased antenna array, Radiotekhnika. 85 (4) (2021) 153-164 (in Russian).

2. Kalinovskii V. S., Terukov E. I., Kontrosh E. V., et al., Energy-informational hybrid photovoltaic converter of laser radiation, St. Petersburg State Polytechnical University Journal. Physics and Mathematics. 16 (1.2) (2023) 47-51.

3. Kalinovskiy V. S., Kontrosh E. V., Gusev G. A., et al., Study of PV characteristics of AlxGa1-xAs/GaAs photodiodes, J. Phys. Conf. Ser. 993 (2018) 012029.

4. Wang A.-Ch., Sun Y.-R., Yu Sh.-Zh., et al., Characteristics of 1520 nm InGaAs multijunction laser power converters, Appl. Phys. Lett. 119 (24) (2021) 243902.

5. Hoheisel R., Bett A. W., Warner J. H., et al., Low temperature low intensity effects in III-V photovoltaic devices for deep space missions, Proc. IEEE 7th World Conf. Photovoltaic Energy Conversion (WCPEC) (A Joint Conf. 45th IEEE PVSC, 28th PVSEC & 34th EU PVSEC). June 10-15 (2018) 3763-3767.

6. Lumb M. P., González M., Yakes M. K., et al., High temperature current-voltage characteristics of InP-based tunnel junctions, Prog. Photovoltaic. 23 (6) (2015) 773-782.

7. Baudrit M., Algora C., Tunnel diode modeling, including nonlocal trap-assisted tunneling: A focus on III-V multijunction solar cell simulation, IEEE Trans. Electron Devices. 57 (10) (2010) 2564-2571.

8. Tabe M., Tan H. N., Mizuno T., et al., Atomistic nature in band-to-band tunneling in two-dimensional silicon pn tunnel diods, Appl. Phys. Lett. 108 (9) (2016) 093502.

9. Sze S. M., Physics of semiconductor devices, 2nd Ed., A Wiley-Interscience Publ., J. Wiley & Sons, New York, Chichester, Brisbar, Toronto, Singapore, 1981.

10. Kalinovskii V. S., Kontrosh E. V., Klimko G. V., et al., Development and study of thep-i-n GaAs/ AlGaAs tunnel diodes for multijunction converters of high-power laser radiation, Semiconductors. 54 (3) (2020) 355-361.

11. Esaki L., New phenomenon in narrow germanium p-n junctions, Phys. Rev. 109 (2) (1958) 603-604.

12. Savchenko A. K., Kuznetsov V. V., Woolfe A., et al., Resonant tunneling through two impurities in disordered barriers, Phys. Rev. B. 52 (24) (1995) R17021-R17024.

13. Larkin A. I., Matveev K. A. Current-voltage characteristics of mesoscopic semiconductor contacts, Soviet Physics. JETP. 66 (3) (1987) 580-584.

14. Jandieri K., Baranovskii S. D., Rubel O., et al., Resonant electron tunneling through defects in GaAs tunnel diodes, Appl. Phys. 104 (9) (2008) 094506.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

15. Prabhudesai G., Muruganathan M., Anh L.T., et al., Single-charge band-to-band tunneling via multiple-dopant clusters in nanoscale Si Esaki diodes, Appl. Phys. Lett. 114 (24) (2019) 243502.

16. Prabhudesai G., Yamaguchi K., Tabe M., Moraru D., Coulomb-blockade charge-transport mechanism in band-to-band tunneling in heavily-doped low-dimensional silicon Esaki diodes, Proc. IEEE Silicon Nanoelectronics Workshop (SNW), Honolulu, Hawaii, USA, June 13-14 (2020) 109110.

17. Saha S., Biswas K., Hasan M., Temperature comparison of GaAs/AlGaAs based double barrier resonant tunneling diode considering NEGF, Proc. 4th Int. Conf. on Advances in Electrical Engineering (ICAEE). Bangladesh, Sept. 28-30 (2017) 44-47.

СВЕДЕНИЯ ОБ АВТОРАХ

КОНТРОШ Евгений Владимирович — научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 kontrosh@mail.ioffe.ru ОКСГО: 0000-0003-1812-3714

КАЛИНОВСКИЙ Виталий Станиславович — старший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Рос-

194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26

vitak.sopt@mail.ioffe.ru

ОКСГО: 0000-0003-4858-7544

КЛИМКО Григорий Викторович — младший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 gklimko@mail.ru ОКСГО: 0000-0001-8893-7751

БЕР Борис Яковлевич — старший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 boris.ber@mail.ioffe.ru ORCID: 0000-0003-2934-4176

ПРУДЧЕНКО Ксения Константиновна — младший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 prudchenkokk@mail.ioffe.ru ORCID: 0000-0003-4437-2984

ТОЛКАЧЕВ Иван Андреевич — младший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 TolkachevIA@mail.ioffe.ru ORCID: 0000-0001-8202-7087

КАЗАНЦЕВ Дмитрий Юрьевич — старший научный сотрудник Физико-технического института имени А. Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург, Россия. 194021, Россия, г. Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26 Dukazantsev@mail.ioffe.ru ORCID: 0000-0003-2173-1278

THE AUTHORS

KONTROSH Evgeniy V.

Ioffe Institute of RAS