DE2261527A1

DE2261527A1 - Halbleitereinrichtung und verfahren zu ihrer herstellung

Info

Publication number: DE2261527A1
Application number: DE19722261527
Authority: DE
Inventors: Gottfried Heinrich Dr Doehler
Original assignee: Max Planck Gesellschaft zur Foerderung der Wissenschaften eV
Current assignee: Max Planck Gesellschaft zur Foerderung der Wissenschaften eV
Priority date: 1972-12-15
Filing date: 1972-12-15
Publication date: 1974-07-04
Also published as: US3882533A; DE2261527C2

Description

Dezember 1972 226152/ 8885-72/Dr.v.B/bgr

Max-Planck-Gesellschaft zur Förderung der

Wissenschaften e.V. 3400 Göttingen/ Bunsenstraße 10

Halbleitereinrichtung und.Verfahren zu ihrer Herstellung

Die vorliegende Erfindung betrifft eine Halbleitereinrichtung mit einem vorzugsweise monokristallinen Körper/ der aus einem Halbleitermaterial vorgegebenen Bandabstandes besteht, eine vorgegebene Gitterkonstante hat, mehrere in einer vorgegebenen Richtung abwechselnd aufeinanderfolgende η- und p-leitende Zonen enthält, in denen jeweils ein vorgegebener Donator- bzw. ein vorgegebener Akzeptorüberschuß herrscht und deren Dicke in der vorgege]
ist.

gegebenen Richtung kleiner als das 10 -fache der Gitterkonstante

Es sind Halbleitereinrichtungen mit negativer Widerstandscharakteristik (Strom-Spannungskennlinie mit mindestens einem Bereich, der einem negativen Widerstand entspricht) bekannt, die einen Körper aus einem Halbleitereinkristall enthalten, dessen Kristallgitter durch periodische Änderung der Legierungszusammensetzung · beim Kristallzüchten oder durch periodisches Dotieren mit Donatoren und Akzeptoren, und entsprechende Bildung von abwechselnden Schichten mit unterschiedlicher Dotierung mit einer periodischen "überstruktur" versehen ist (L. Esaki und R. Tsu, IBM J. Res. Developm. 14_, 61 (1970). Es konnten Überstrukturen mit Periodenlängen bis herunter zu etwa 200 A* und über 100 Perioden realisiert werden. Eine der wesentlichen Bedingungen für das

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angestrebte Auftreten einer negativen Widerstandscharakteristik sind hinreichend kleine überstrukturgitterkonstanten bzw. sehr
große Übergangswahrscheinlichkeiten (« 1) zwischen benachbarten Schichten, da, grob gesprochen, die Tunnelübergänge von Schicht zu Schicht unnerhalb von Zeiten, die in der Größenordnung von
10 s liegen, verlaufen sollen und die mittlere freie Weglänge der Elektronen groß gegenüber der Periodenlänge der Überstruktur ("überStrukturgitterkonstante") sein muß. Die Anwendung solcher Einrichtungen ist daher relativ beschränkt.

Es sind ferner Halbleitereinrichtungen bekannt, die mehrere
Schichten mit verschiedener Dotierung enthalten. Die Dicke der
Dotierungsschichten oder die Konzentration an Dotierungsatomen
ist daher dabei stets verhältnismäßig groß.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, eine neuartige Halbleitereinrichtung anzugeben, die sich für eine Vielzahl, von Anwendungen einschlißlich der Erzeugung und Absorption von Licht veränderbarer Wellenlängen, Steuerung der Leitfähigkeit mit kleiner Steuerenergie, Langzeitspeicherung von Lichtenergie und dergleichen eignet.

Gemäß der Erfindung wird diese Aufgabe durch eine Halbleitereinrichtung der eingangs genannten Art gelöst, die dadurch gekennzeichnet ist, daß die Amplitude und Periode der durch die abwechselnd p- und η-leitenden Zonen erzeugten wellenartigen Potentialverteilungen so groß sind, daß die Wechselwirkung zwischen
Zuständen in benachbarten Zonen klein ist.

Anders ausgedrückt soll die Zahl n^ = n_Dd_n bzw. n^ * ⁿA^dp

der in einer n- bzw. p-leitenden Zone der Dicke d_R bzw. d pro
Flächeneinheit enthaltenen Donatoren und Akzeptoren höchstens
von derselben Größenordnung, vxzugsweise jedoch kleiner, insbesondere wesentlich kleiner sein als diejenige, die benötigt wirr* * um mittels ionisierter Dotierungsatome ein Raumladungspotential von der Höhe des Bandabstandes E aufzubauen, d.h. im bekannten

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Falle sind:
4irn_e² fdj² ' E„ 4πη_Αβ² id J² E^

Die Bedeutung der in der Beschreibung verwendeten Symbole ist in einem Anhang zur Beschreibung angegeben.

Gemäß der Erfindung ist dagegen mindestens einer der beiden folgenden Ausdrücke

_2irni²⁾e² d 2™j²⁾e² d

₍2a) £ - - (2b)

ε 2 ε 2

höchstens von derselben Größenordnung wie E . Vorzugsweise sind eine oder beide Ausdrücke kleiner, insbesondere sehr viel klei-

_2

ner (z.B. um einen Faktor 0,8-10 ) als der Bandabstand E zwischen der Oberkante des Valenzbandes und der Unterkante des Leitungsbandes.

Der Erfindungsgedanke sowie Ausgestaltungen, Weiterbildungen und Anwendungen der Erfindung werden im folgenden unter Bezugnahme auf die Zeichnung näher erläutert; es zeigen: Fig. la eine schematische Darstellung eines Ausführungsbeispieles einer Halbleitereinrichtung gemäß der Erfindung mit einer gestrichelt gezeichneten Abwandlung;

Fig. Ib ein Bändermodell für die Halbleitereinrichtung gemäß Fig. la;

Fig. Ic eine graphische Darstellung der Donator- bzw. Akzeptor-Konzentration in der Halbleitereinrichtung gemäß Fig. la;

Fig. Id eine graphische Darstellung der Raumladungsverteilung in der Halbleitereinrichtung gemäß Fig. la, und

Fig.2 bis 6 Bändermodelle für verschiedene Ausführungsform bzw. Anwendungen von Halbleitereinrichtungen gemäß der Erfindung.

Die in Fig. la dargestellte Halbleitereinrichtung enthält einen Körper 10 aus einem Halbleitereinkristall, z.B. Germanium, Silicium oder einer A₁₁^B -Verbindung.

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Der monokristalline Körper 10 enthält mehrere n-leitende Zonen 12, die eben sein können und sich in einer vorgegebenen Richtung 13, die durch einen Pfeil angedeutet ist, sich mit p-leitenden Zonen 14 abwechseln. Bei dem in Fig. la dargestellten Ausführungsbeispiel der Erfindung befindet sich zwischen benachbarten η-leitenden und p-leitenden Zonen 12 bzw· 14 jeweils eine eigenleitende Zone 16, die bei dem vorliegenden Ausführungsbeispiel jeweils doppelt so dick ist wie die gleiche Dicken aufweisenden n- bzw. p-Zonen.

Vorzugsweise beginnt die periodische Struktur aus den Zonen 12, 14 und 16, in der Richtung 13 gesehen, mit einer Zone des einen Leitungstyps, z.B. einer η-leitenden Zone 12, und sie endet mit einer Zone des anderen Leitungstyps, z.B. mit einer p-Zone 14. Die periodische Struktur kann zwischen zwei eigenleitende Zonen 18, 20 oder zwischen zwei Zonen eingeschlossen sein, in denen der Donator- bzw. Akzeptorüberschuß halb so groß ist wie in der benachbarten Zone 12 oder 14, wobei diese "einrahmenden" Zonen jeweils dem gleichen Leitungstyp oder dem entgegengesetzten Leitungstyp angehören können wie die benachbarte Zone 12 bzw. 14.

Fig. Ib zeigt das Bändermodell für die Halbleitereinrichtung gemäß Fig. la, wobei für die dem Ort längs der Richtung 13 angebende Abszisse in Fig. Ib (und in den folgenden Fig. Ic und Id) der gleiche Maßstab verwendet wurde wie bei Fig. la. Mit 22 ist die untere Kante des Leitungsbandes und mit 24 die obere Kante des Valenzbandes bezeichnet.

Im Bereich der periodischen Dotierung haben die Bandkanten 22 und 24 den in Fig. Ib schematisch dargestellten periodischen, parallelen Verlauf, solange an den mit den Zonen 18 und 20 verbundenen Ohm¹sehen Elektroden 26 bzw. 28 keine Spannung liegt. Dieser Verlauf kommt folgendermaßen zustande: Solange die nleitenden Zonen an Donatoren gebundene oder im Leitungsband

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befindliche Elektronen enthalten und die p-leitenden Zonen an Akzeptoren gebundene oder im Valenzband befindliche Löcher (Defektelektronen) enthalten, rekombinieren Elektronen aus den η-Zonen mit Löchern aus den p-Zonen falls dies einen Energiegewinn mit sich bringt. Dies führt zu einer positiven Raumladung R in den η-Zonen und einer negativen Raumladung R gleicher Größe in den p-Zonen sowie zum Aufbau eines Raumladungspotentials V. zwischen diesen Zonen, das näherungsweise gegeben ist durch: . .

V, « 2irnf²⁾e² d

—I— · 2 <³>

Da die Anzahl der ionisierten Dotierungsatome pro Zone höchstens gleich der Anzahl der in der betreffenden Zone vorhandenen Do-

12)

tierungsatome sein kann, ist n> ' höchstens so groß wie kidnere

(2) (2)
der beiden Werte n^ ' und n* . Wenn also wenigstens einer der Dotierungsstoffe entgegengesetzten Leitungstyps nur in entsprechend kleiner Konzentration in den zugehörigen Zonen enthalten ist, ergibt sich für den Grundzustand V. < E und diese "Minoritätsschichten" enthalten im Grundzustand keine Ladungsträger mehr.

(2 ί (2\

Erst wenn der kleinere der beiden Werte n* ' und η * '

E . ε

£-—2_ ist, wird der Grundzustand des Systems dadurch be-

ire ^zd

stimmt, daß durch Rekombination von Elektronen mit Löchern keine Energie mehr gewonnen wird. In diesem Falle enthalten im Grundzustand sowohl die η-Zonen noch Elektronen als auch die p-Zonen noch Löcher.

Abweichungen vom Grundzustand können außer durch Vorspannung mittels der Elektroden 26 und 28 auch durch Absorption von Photonen oder durch thermische Anregung erreicht werden.

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Eine besonders wesentliche Eigenschaft der vorliegenden Halbieitereinrichtungen besteht darin, daß man eine in gewünschter Weise vom thermischen Gleichgewicht abweichende Besetzung der η-leitenden und p-leitenden Zonen mit Elektronen bzw. Löcher über praktisch beliebige Zeiträume aufrechterhalten kann. Erzeugt man z.B. durch optische Anregung Elektronen-Loch-Paare im Bereich der periodischen Uberstruktur, oder injiziert man Elektronen und Löcher mit Hilfe von Elektroden 26' bzw. 28' von der Seite her in die η-leitenden bzw. p-leitenden Zonen, so relaxieren die meisten Elektronen in Donatorzustände oder tiefgelegene Leitungsbandzustände in den η-Zonen während die meisten Löcher in Akzeptorzustände oder hochgelegene Valenzbandzustände in p-Zonen relaxieren, bevor sie rekombinieren. Die Rekombination ist in der Praxis zwar nicht unmöglich sondern nur mehr oder weniger stark erschwert. Dies ist aus Fig. 2 ersichtlich: Ein Elektron 30 an der unteren Leitungsbandkante 22 kann nach klassischen Vorstellungen nicht in den Bereich 32 "verbotener" Energiezustände eindringen und bleibt daher räumlich von den Löchern 34 an der oberen Valenzbandkante 24 getrennt. Nach klassischen Vorstellungen kann es daher nur dann mit einem Loch rekombinier->n, wenn es thermisch oder durch Absorption eines Licht Lichtquantes die dazu nötige Energie, die etwa • V. ist, zugeführt bekommt. Solange die mittlere thermische Energie kT sehr viel kleiner als V. ist, ist die Wahrscheinlichkeit für solche Ereignisse bekanntlich näherungsweise um den extrem kleinen Boltzmannfaktor exp(-V^/kT) gegenüber der unbehinderten Rekombination reduziert. Eine andere Möglichkeit der Rekombination ist durch den Tunneleffekt gegeben, da sowohl die Elektronen, als auch die Löcher eine, wenn auch geringe Aufenthaltswahrscheinlichkeit in der verbotenen Zone 32 haben. In diesem Falle ist die Rekombinationswahrscheinlichkeit gegenüber der unbehinderten Rekombination im normalen Kristall näherungsweise um einen Faktor (der bei den vorliegenden Halbleitereinrichtungen sehr viel kleiner als 1, z.B. kleiner als 10"² ist)

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(4)

reduziert.

Beispiel 1: Für Germanium (ε = 16, m « 0,12 ^mElektron^'

'/ *\ \ TOO

V. = 0,5 eV und d = 500 A, was einem Wert von n) '= 3,5*10 cm entspricht, ergibt sich beispielsweise ein Reduktionsfaktor von

-15 ' (2) 12

ca. 10 . Die Rekombinationsraten sollten dann für n^v '=10

_2
cm Elektronen und Löcher pro η-leitender bzw. p-leitender Zone etwa in der Größenordnung von 10 bis 10 Rekombinationen pro Sekunde und Flächeneinheit pro Zone liegen.

Wegen der exponentiellen Abhängigkeit der Rekombinationsgeschwindigkeit von der Temperatur, von V. und von d kann die Rekombinationswahrscheinlichkeit durch verhältnismäßig kleine Änderungen dieser Größen in weitesten Grenzen variiert werden, wodurch sich ein weites Feld von Anwendungsmöglichkeiten für die vorliegenden Einrichtungen eröffnet.

Beispiel 2; Ersetzt man beim Beispiel 1 den Wert von d = 500 durch d « 250 S, so erhöht sich die Rekombinationsrate um etwa

IO Λ Α Λ O

acht Zehnerpotenzen auf 10 ...10 s" cm" . pro Zone. Andererseits bevarkt eine Verdoppelung der Periodenlänge d auf 10 8

—9 —11 —1 —2 , eine Verringerung um 15 Zehnerpotenzen auf 10 ...10 s cm pro Zone, so daß Rekombinationen auf Grund des Tunneleffektes praktisch unmöglich werden.

Eine weitere wesentliche Eigenschaft der vorliegenden Halbleitereinrichtungen besteht in der Möglichkeit, die Größe V. in einer vorgegebenen Einrichtung mit Dotierungsüberstruktur durch Erzeugung oder Vernichtung von Elektron-Loch-Paaren in weiten Grenzen zu beeinflussen. Gemäß Gleichung (3) hängt V₁

(2)
von d, ε und der Zahl n^ der ionisierten Dotierungsatome pro

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Zone ab. Während bei entsprechend hoher Donator- und Akzeptorkonzentration V. maximal etwa gleich E werden kann, ist, wie bereits erwähnt, V. bei niedrigeren Dotierungskonzentrationen, wie sie hier vorzugsweise verwendet werden, durch die Bedingung n] ' < Minimum nJ; , ni nach oben beschränkt. Werden

(2) ~ UA

aber η Elektronen und Löcher in jede n- bzw. p-Zone gebracht, so haben sie, wie oben erwähnt, unter Umständen sehr lange Lebensdauer. Durch diese Elektronen und Löcher wird gleichzeitig aber auch die Zahl der ionisierten Dotierungsatome um

(2)
n* ' pro Zone reduziert, so daß sich V. etwa um den Betrag

2 (2)

_β _ _t also proportional zu n* ' verringert.

Dies hat insbesondere zwei Konsequenzen für die Elektronen-Loch-Rekombination: Einerseits bewirkt die Erniedrigung von \Λ gemäß Gleichung (4) eine, gegebenenfalls drastische Erhöhung der Rekombinationswahrscheinlichkeit, gleichzeitig aber auch eine Erhöhung der bei der Rekombination frei werdenden Energie, was für strahlende Übergänge einer Blauverschiebung des emittier· ten Lichtes entspricht. Da V\ sein Vorzeichen aber nicht ändern kann, ist die Emission gegenüber dem reinen Material stets mehr oder weniger stark nach "Rot" verschoben.

Beispiel 3t Bei einer Halbleitereinrichtung der JUn Beispiel 1

12 —2
angegebenen Art würden 1,75^#1O cm Elektronen und Löcher pro n- bzw. p-Zone den Wert von V. auf die Hälfte reduzieren und somit die Rekombinationsgeschwindigkeit für TunnelÜbergänge

gemäß Gleichung (4) etwa um den Faktor 3*10 erhöhen. Gleichzeitig würde sich die Energie der dabei abgestrahlten Lichtquanten um 0,25 eV erhöhen, die Farbe des emittierten Lichtes würde sich also um den entsprechenden Betrag nach Blau verschieben.

Eine weitere Eigenschaft, hinsichtlich derer sich die vorliegenden Halbleiterbauelemente grundlegend von undotierten

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Kristallen, als auch herkömmlichen Halbleiterbauelementen mit mehreren dotierten Zonen unterscheidet, ist der Absorptionsindex α. Dies soll anhand von Fig. 3 erläutert werden.

Nach klassischen Vorstellungen kann ein Elektron nur dann aus einem Valenzbandzustand in das Leitungsband gebracht werden, wenn ihm eine Energie ήω»Ε durch Absorption eines Photons entsprechender Energie zugeführt wird. Aufgrund des Tunneleffekts istjjedoch ein Valenzband-Leitungsband-Obergang auch bei geringerer Photonenenergie möglich, wenn nämlich der in Fig. 3 schraffierte Bereich verbotener Energie durchtunnelt wird. Dies hat zur Folge, daß der Absorptionskoeffizient α(ω) als Funktion der Schwingungsfrequenz ω des Photons in diesem Energiebereich im wesentlichen exponentiell mit der Schwingungsfrequenz ω des Photons gemäß der folgenden Gleichung

f ₄ /m (B -h»>³ ) α (ω) = α exp j- j I V (5)

abnimmt, wobei eF^« 2V_A/d ist. Ähnliche Verhältnisse treten beim Franz-Keldysh-Effekt auf, der den exponentiellen Schwanz der Absorption für hiiXE im Fall starker äußerer Felder in ungestörten Halbleitern erklärt. Während sich aber beim Franz-Keldysh-Effekt die gleichzeitige Erzeugung freier Ladungsträger als störend für Anwendungen erweist, werden sie hier nur in eine benachbarte η-leitende Zone gebracht und rekombinieren nach mehr oder minder langer Zeit. Solange die Erzeugungsrate von Elektronen-Loch-Paaren größer ist als die Rekombinationsrate, nimmt V. zeitlich ab, was zu einer Reduktion der Absorption führt, da es einem Anwachsen der Dreieckfläche in Fig. 3 entspricht. Wie sich das praktisch auswirken kann zeigt das folgende

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Beispiel,4; Bei einer Halbleitereinrichtung mit einem Körper aus einem Germaniumkristall, ferner mit d = 500 8 und

(2) 12 -2
n. = 5*10 cm sollte α(ω) im Bereich von Photonenenergien von ήω = E = 0,7 eV bis hinunter zu ήω = E -0,2 eV * 0,5 eV gemäß Gleichung (5) um etwa 2 bis 3 Zehnerpotenzen abnehmen, wäh-

(2) 12 —2

rend es im Falle n.^v = 2,5*10 cm um etwa 5 Zehnerpotenzen abnehmen dürfte.

Aufgrund der beiden als letzte erwähnten Eigenschaften ergibt sich eine Vielfalt von Ausfünrungsbeispielen und Anwendungsmöglichkeiten durch die geeignete Wahl des Halbleitermaterials, der Größen d, n„ und n,* eine bestimmte Zeit-, Frequenz- und Intensitätsabhängigkeit des Absorptionskoeffizienten sowie eine bestimmte gewünschte Zeit-, Frequenz- und Intensitätsabhängigkeit sov/ohl der Lumineszeazintensität ,als auch der Lumineszenzfrequenz zu erreichen. Wenn etwa der in Beispiel 4 beschrie-

(2) 12-2
bene Zustand mit n. = 5·10 ση der Grundzustand ist und mit Photonen der Energie ί\ω = 0,55 eV eingestrahlt wird, so ist

— 2 2 —1

zu Beginn die Absorption noch etwa α(ω) =10 α =10 cm und

° (2) nimmt dann ab, da sicii mit zunehmender Anregung n. und damit auch F. verringert. Gleichzeitig nimmt aber gemäß (4) die Emission von Licht zu, ebenso die Frequenz des emittierten Lichtes. Schließlich stellt sich ein von der Intensität des eingestrahlten Lichtes abhängiger Zustand ein, bei welchem ein Gleichgewicht von Absorptions- und Rekombinationsprozessen herrscht.

Einige Anwendungsbeispiele:

Verzögerungen von Lichteinschaltvorgängen: Beim Einschalten der Lichtquelle sei das Material für die Frequenz des Lichtes noch nahezu undurchsichtig, d.h. exp(-ot(u))x Dicke des Materials)

(21
<< 1. Erst, wenn sich n. ' und somit auch F. durch Absorption einer entsprechenden Anzahl von Photonen wesentlich erniedrigt hat, nimmt α(ω) gemäß (5) so stark ab, daß ein wesentlicher Teil

(2)

des Lichtes durchgelassen wird. Da die Änderung von n. vom Produkt aus Intensität des Lichtes χ Einstrahlungsdauer abhängt, gilt dies auch für die Verzögerung.

Erhöhung der Steilheit der Annticgsflanke von Lichtpulsen: Da

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(2)

sich α(ω) gemäß (5) exponentiell mit η. ändert, besteht andererseits die Möglichkeit, die Anstiegsflanke, besonders von sehr intensiven Lichtpulsen steiler zu machen, (wie es bei Lasern oft erwünscht ist), indem man das ilaterial der beschriebenen Art in den Strahlengang bringt: Erst zu einem Zeitpunkt, da der Lichtpuls bereits seine volle Intensität erreicht hat, ' wird das Material aufgrund der zeitlich exponentiellen Abnahme von α(ω), innerhalb äußerst kurzer Zeit, durchsichtig.

Ilit Farbvergleich arbeitender Belichtungsmesser: Der Absorptionskoeffizient α(ω)hängt für ein vorgegebenes Material mit Dotierungsüberstruktur und für vorgegebene Frequenz ω (mit E -

(2) eF.d/2 <ήω< E ) gemäß (5) von F. und somit von η. ^v , nicht aber von den überstrukturkonstanten d, ab. Die Rekombinationswahrscheinlichkeit und die emittierte Photonenfrequenz hingegen, hängt gemäß (4) außer von F. = 2V./d noch exponentiell, bzw.linear von d ab. !Dadurch eröffnet sich -etwa die Möglichkeit, unter -Verwendung eines Materials mit Energielücke in der Gegend von 2 eV als Grundmaterial einen mit Farbvergleich arbeitenden Belichtungsmesser zu bauen. Durch geeignete Wahl der Dotierungskonzentration und der uberstrukturkonstante kann nämlich gerade erreicht werden, daß bei den schwächsten in der Photographie zu messendem Lichtintensitäten in dem oben beschriebenen Gleichgewichtszustand zwischen Absorption und Emission nur noch rotes Licht hindurchgelassen wird, bei den höchsten zu messenden Intensitäten hingegen auch wesentlich kürzerwelliges. Dabei erweist es sich als nützlich, daß die Verschiebung der Absorptionskante und somit auch die in Durchsicht beobachtete Farbveränderung logarithmisch von der Lichtintensität abhängt, wie dies für einen solchen Belichtungsmesser erwünscht ist. Ein solcher Belichtungsmesser bestünde also im wesentlichen nur aus einem Stück Material mit Dotierungsüberstruktur, einer Farbvergleichsskala und möglicherweise einem Filter.

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Bei Halbleitereinrichtungen der vorliegenden Art lassen sich die Absorptions- und Lumineszenzeigenschaften durch elektrische Felder steuern.

Der Einfluß eines äußeren elektrischen Feldes auf den Absorptionskoeffizienten ist aus Fig. 4 ersichtlich. Die in Fig.4 dargestellten Verhältnisse unterscheiden sich von denen gemäß Fig. 3 dadurch, daß nun bei Absorption eines Lichtquants der Energie hto < E die VTahrscheinlichkeit dafür, daß das Elektron aus einer p-Zone in die rechts oder links benachbarte n-Zone übergeht, nicht mehr gleich sind. Durch überlagerung des inneren Feldes F^ « 2V./d mit dem äußeren Feld F verkürzt sich

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die Länge der Tunnelbarriere bei Fig. 4 für übergänge nach rechts

von etwa (E-Ru))YF. auf etwa (E -ηω) /(F.+F) , während sich dieg ι g ι

jenige für übergänge nach links auf etwa (E -iui))/(F.-F) verlängert. Infolgedessen wird bei Anwesenheit eines äußeren Feldes F aus der Gleichung (5) nun

α 4

α (ω,F) = — {exp [- —

2 3

exp [- j

(6)

3>

Ein äußeres Feld erhöht also den Absorptionsindex α für Photonenenergien unterhalb E . Insbesondere verschiebt sioh die untere Grenze für die Absorption von etwa E-V. nach E =-V. -eFd/2.

g χ g χ

Beispiel 5; Wenn unter den im Beispiel 1 angegebenen Voraus=

4 -1
Setzungen α =10 cm beträgt und der Expontantialfaktor in Gleichung (6) für die gewählte Photonenenergie bei Abwesenheit eines äußeren Feldes 10 ist, kann durch ein äußeres FeId₄, welches nur 50% des inneren Feldes F. beträgt, der Absorptions-

-12-1 koeffizient α(ω) von 10 cm auf ca. 10 cm erhöht werden. Wenn also eine 0,1 cm dicke Schicht zunächst noch ca. 30% des Lichts durchließe, würde die Durchlässigkeit durch das äußere Feld auf

-5
ca. 5«10 reduziert.

Der Einfluß eines äußeren Feldes auf die Rekombination von Elektronen mit Löchern ist aus Fig. 5 ersichtlich. Hier ist nun nicht die Länge, sondern die Höhe der Tunnelbarriere gegenüber dem feldfreien Fall gemäß Fig. 3 verändert. In Feldrichtung χ ist sie um eFd/2 erniedrigt, in der entegengesetzten Richtung ist sie um eFd/2 erhöht. Außerdem kann· man nun zwei Emissionslinien beobachten, die um ± eFd/" gegenüber dem feldfreien Fall verschoben sind. Aus dem Exponentialfaktor (4) wird daher

exp{- ₇

exp" {- -j

d} für die Linie Ru)=E -V^eF_±d/2

für die Linie &ω=Ε -V^eFjd/2

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äußeres Feld von etwa 7·1Ο^ V/cm (das ist ca.

1/3 von F.) würde bei einer Halbleitereinrichtung gemäß Beispiel

2 1 die Emissionsrate um einen Faktor von ca.IO erhöhen und die energiereichere Emissionslinie wäre um +0,17 eV gegenüber der Einiss ions linie im feldfreien Zustand verschoben, während die andere Linie vernachlässigbar schwach würde. Eine Erhöhung der Intensität und eine Blauverschiebung durch äußere elektrische FeIr. .der tritt auch für die thermische oder thermisch erleichterte Rekombination auf.

Auch aus der Steuerbarkeit der Lichtabsorption und Emissions durch elektrische Felder ergeben sich zahlreiche Anwendungsmöglichkeiten. So kann beispielsweise Licht vorgegebener Frequenz beim Durchgang durch Material mit Dötierungsüberstruktur durch variierende Felder in seiner Intensität moduliert werden. Ebenso kann aber auch bei kontinuierlicher Einstrahlung die Emission sowohl in ihrer Intensität, als auch ihrer Farbe in weiten Grenzen durch Felder gesteuert werden.

Auch hinsichtlich der Elektroluraineszenz haben die vorliegenden Halbleitereinrichtungen interessante Eigenschaften, Aus Fig. 6 ist ersichtlich, daß bei hinreichend hohen äußeren Feldern übergänge von Elektronen aus ρ-Zonen in Feldrichtung in benachbarte η-Zonen ohne Aufnahme zusätzlicher Energie möglich sind. In diesem Falle werden bei in Feldrichtung verlaufenden übergängen aus den η-Zonen in die benachbarten p-Zonen Photonen von etwa der Energie ηω * eFd durch Elektrolumineszenz emittiert. Ein besonderer Vorteil bei dieser Art von Elektrolumineszenz liegt darin, daß die Ladungsträger dabei in Feldrichtung nicht frei beweglich werden und somit keine Ladungslawine durch Stoßionisation ausgelöst werden kann. Fer-

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ner ist aus demselben Grund die Erwärmung durch Ohm'sche Verluste gering und der Wirkungsgrad groß. Außerdem sollte es auch möglich sein, diese Lichtaussendung durch stimulierte Emifesion zu verstärken und auf diese Weise einen Halbleiterlaser mit hohem Wirkungsgrad zu bauen.

Weben der verlustarmen Erzeugung von Licht im Allgemeinen bietet sich etwa die Möglichkeit die Bildröhre in Fernsehgeräten durch eine flächenhafte Anordnung der im Folgenden beschriebenen Art zu ersetzen: Eine Schicht aus Material mit Dotierungsüberstruktur von der Ausdehnung des gewünschten Bildes, die auch aus vielen kleinen Stücken solchen Materials bestehen kann, deren Dotierungsschichten nur näherungsweise parallel zur Oberfläche liegen müssen, trage auf beiden Seiten ein System von parallelen strichförmigen Elektroden, deren gegenseitiger Abstand dem Zeilenabstand entspreche. Die beiden Elektrodensysteme seien senkrecht zueinander angeordnet. Auf diese Weise besteht die Möglichkeit die Lichtaussendung durch Elektrolumineszenz für jeden Bildpunkt zu steuern. Bei Verwendung eines Grundmaterials mit hinreichend hohem Energiegap läßt sich durch die Höhe der angelegten Spannung auch die Farbe des ausgesandten Lichtes steuern, so daß dieses System zur Farbfernsehwiedergabe geeignet wäre.

Die Leitfähigkeit des Körpers von Halbleitereinrichtungen des beschriebenen Aufbaus weicht nicht nur völlig von derjenigen des reinen Materials ab, sondern sie unterscheidet sich auch wesentlich von derjenigen in MehrSchichtbauelementen. Da die Werte, die sich aus den Ausdrücken (2) ergeben, wesentlich kleiner als E oder höchstens von derselben Größenordnung sein

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sollen, unterscheiden sich die vorliegenden Einrichtungen auch bezüglich ihrer Leitfähigkeit in Richtung der Dotierungsstruktur wesentlich von einem System aus hintereinandergeschalteten Tunneldioden üblicher Art. Je nach Aufbau und je nach angelegtem Feld kann der Strom durch n-n-, p-p- oder p-n-p-n-Ubergänge der Ladungsträger getragen werden. Die verschiedensten Stromspannungskennlinien, insbesondere mit negativer Charakteristik/ werden daher für einen zwischen den Elektroden 26 und 28 fließenden Strom möglich.

Schließlich zeigt auch die Leitfähigkeit parallel zu den Dotierungsschichten, also zwischen den Elektroden 26* und 28' sehr interessante Eigenschaften, insbesondere was ihre Abhängigkeit vom Anregungsgrad des Halbleitermaterials im Bereich der Dotierungsüberstruktur betrifft. Wenn etwa ni '=ni· und außerdem so niedrig ist, daß bei vollständiger Ionisation der Dotierungsatome V. gemäß Gleichung (3) noch kleiner als E ist, so ist das Material im Grundzustand bei hinreichend niedriger Temperatur auch in Richtung parallel zu den Zonen nahezu isolierend, da die Zonen beider Leitungstypen keine freien Ladungsträger enthalten. Da nun aber, je nach Wahl des Halbleitermaterials und der Größen d, ni _ und ni die Lebensdauer von Elektronen und Löchern in den η-leitenden bzw. p-leitenden Zonen in weiten Grenzen beliebig gewählt werden kann, läßt sich die Leitfähigkeit parallel zu den Schichten zeitlich von außen, etwa durch optische Anregung, Elektronen- und Löcherinjektion, äußere Felder oder Temperaturvariation steuern. Als besonders vorteilhaft erweist sich hierbei, daß die Leitfähigkeit u.U. viel stärker als proportional mit der Ladungsträgerzahl ansteigen wird. Mit zunehmender Ladungsträgerzahl nimmt nämlich auch die Beweglichkeit unter geeigneten Bedingungen sprunghaft zu. Dies ist dann der Fall, wenn der LeitungsmechanIsmus von sogenannten "Hopping"-Prozessen zwischen lokalisierten Akzeptoroder Donatorzuständen in den metallischen übergeht.

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Bei dem Halbleiterbauelement gemäß Fig. la kann man also z.B. Kontakte 26' und 28' verwenden, von denen der eine mit den n-Leitenden Zonen und der andere mit den p-leitenden Zonen einen Ohm¹sehen Kontakt, mit den jeweils anderen Zonen jedoch einen sperrenden Kontakt ergibt. Bei geeigneter Vorspannung lassen sich dann Ladungsträger in die betreffenden Zonen injizieren oder absaugen und der fließende Strom kann durch in Richtung des Pfeiles 13 einfallende Strahlungsenergie gesteuert werden.

Der Körper der vorliegenden Halbleitereinrichtungen kann aus den verschiedensten Materialien mit Bandlücken bis zu mehreren ©^v bestehen, also auch aus Materialien, die landläufig schon als Isolatoren gelten. Die Dotierungsüberstruktur aus den sich abwechselnden n- und p-Zonen braucht nicht streng periodisch zu sein, sondern kann gewisse Abweichungen von der Periodizität auf weisen. Als Dotierungsstoffe können die in der Halbleitertechnik üblichen Akzeptor- und Donatormaterialien verwendet werden. Da sich bei geeigneter Bemessung der Dotierungs-überstruktur mit dem Absorptionsvermögen auch die Farbe des Halbleiterkörpers ändert, läßt sich die vorliegende Halbleitereinrichtung dann für einen mit Farbvergleich arbeitenden Belichtungsmesser verwenden.

Halbleiterkörper mit der hier beschriebenen Dotierungsüberstruck tur können durch Gasphasen- oder Molekularstrahlepitaxie unter periodischer Beigabe der Dotierungsmaterialien während des Wachstums hergestellt werden, wobei man vorzugsweise bei verhält nismäßig niedrigen Temperaturen arbeitet, um die Diffusion der Dotierungsmaterialien im bereits verfestigten Material klein zu ' halten.

Um Materialien mit kurzer Periode d der Dotierungsüberstruktur . zu erreichen, werden vorzugsweise an Stelle des Dotierungsmaterials Neutronen-aktivierte Isotopen des Halbleitermaterials mit ausreichender Lebensdauer zur Dotierung verwendet, welche erst nach beendeter Kristallzüchtung durch 3-Zerfall in Dotierungsatome übergehen. Hierdurch läßt sich die Diffusion des Dotierungsmaterials während des Herstellungsprozesses wesentlich kleiner halten als bei Verwendung von heterogenen Dotierungsstoffen.

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Erläuterung der verwendeten Symbole

ο Absorptionsindex;

α(ω) Absorptionsindex als Funktion der Wellenlänge m der absorbierten Strahlung;

d Periodenlänge der Dotierungsüberstruktur (d=2d_± + d_n + d_p);

d. Dicke einer eigenleitenden Zone 16;

d_n Dicke einer η-leitenden Zone 12;

d Dicke einer p-leitenden Zone 14;

e Ladung des Elektrons;

e Verhältnis der Dielektrizitätskonstante des HaIbleitermaterials zu der des Vakuums;

E Bandabstand (Breite der verbotenen Zone);

F Feldstärke des äußeren elektrischen Feldes;

F^ Feldstärke des inneren elektrischen Feldes;

h Planck¹ sches Wirkungsquantum/2ir;

k Boltzmann-Konstante;

m Effektive Ladungsträgermasse (für Ge ca. 0,12m_E, . . _ron\.

n.; n_ Anzahl der Akzeptor- bzw. Donatoratome;

* n^²* Anzahl der Akzeptor- bzw. Donatoratome pro Flächeneinheit der betreffenden p- bzw. η-Zone senkrecht zur Richtung 13 (Fig. 1);

n. Anzahl der ionisierten Dotierungsatome;

(2)

einheit der betreffenden Zone;

η I ' Anzahl der ionisierten Dotierungsatome pro Flächen-

Anzahl der eingeführten Ladungsträger pro Flächeneinheit der betreffenden Zone;

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ω Photonenfreguenz; T abs. Temperatur;

Vj Raumladungspotential.

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Claims

_ 20 _ Patentansprüche

1.) Halbleitereinrichtung mit einem Körper, der aus einem Halbleitermaterial vorgegebenen Bandabstandes besteht, eine vorgegebene Gitterkonstante hat, mehrere in einer vorgegebenen Richtung abwechselnd aufeinanderfolgende n- und p-leitende Zonen enthält, in denen jeweils ein vorgegebener Donator- bzw. ein vorgegebener Akzeptorüberschuß herrscht und deren Dicke in der vorgegebenen Richtung kleiner als das 10 -fache der Gitterkonstante ist, dadurch gekennzeichnet, daß die Amplitude und Periode der durch die abwechselnd p- und n-leitenden Zonen erzeugten wellenartigen Potentialverteilungen so groß sind, daß die Wechselwirkung zwischen Zuständen in benachbarten Zonen klein ist.

2.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß sich zwischen einer n-leitenden und einer p-leitenden Zone (12, 14) jeweils eine eigenleitende Zone (16) befindet, deren Dicke mindestens das 10-fache der Gitterkonstante beträgt.

3.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß-die Dicke jeder n-leitenden und p-leitenden Zone mindestens das 5-fache, vorzugsweise das 10-fache der Gitterkonstante beträgt.

4.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 1, 2 oder , da-durch gekennzeichnet, daß die Dicke jeder n-leitenden und p-leitenden Zone höchstens das 30-fache der Gitterkonstante beträgt.

5.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 2 und 3 oder 4, d a - durch gekennzeichnet, daß die p-leitenden

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und η-leitenden Zonen alle ungefähr die gleiche Dicke haben, und daß die Dicke der dazwischenliegenden eigenleitenden Zonen jeweils etwa das doppelte der Dicke der p-leitenden und n-leitenden Zonen ist.

6.) Halbleitereinrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß sich an die beiden äußersten p- bzw. η-leitenden Zonen jeweils eine Zone anschließt, in der der Donator- bzw. Akzeptorüberschuß kleiner als der der benachbarten p- oder η-Zone ist.

7.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 6, gekennzeichnet durch die Zonenfolge

j p, (i, n, i, p)_z, i, I η

wobei ζ eine ganze Zahl größer als 1, vorzugsweise größer als 10 ist.

8.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 7, dadurch gekennzeichnet , daß ζ größer als 100 ist.

9.) Halbleitereinrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß an zwei Flächen des Körpers, die in der vorgegebenen Richtung (13) im Abstand voneinander angeordnet sind, zwei vorzugsweise Ohm'sche Elektroden (26, 28) angebracht sind.

10.) Halbleitereinrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß an zwei Flächen des Halbleiterbauelements, die in einer zur vorgegebenen Richtung (13) senkrechten Richtung im. Abstand voneinander angeordnet sind, zwei vorzugsweise gleich Elektroden (26¹, 28') angeordnet sind.

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11.). Halbleitereinrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß der Donatorüberschuß in einer vorgegebenen η-leitenden Zone (12) sowie der Akzeptorüberschuß in einer dieser benachbarten, p-leitenden Zone (14) so klein sind, daß das sich bei Ionisierung aller Dotierungsatome aufbauende Raumladungspotential (V.) kleiner als ein Zehntel des Bandabstandes (E ) ist.

12.) Verfahren zum Herstellen einer Halbleitereinrichtung nach Anspruch 1, bei welchem auf einem Subtrat nacheinander Schichten aus Halbleitermaterial, die verschiedene Dotierungsstoffe enthalten, niedergeschlagen werden, dadurch gekennzeichnet, daß für mindestens einen der Dotierungsstoffe ein radioaktives Isotop des Halbleitermaterials verwendet wird.

13.) Halbleitereinrichtung nach einem der Ansprüche 1 bis 11, gekennzeichnet durch die Verwendung zur Lichtspeicherung, wobei die über längere Zeiten absorbierte Lichtenergie innerhalb einer kürzeren Zeitspanne durch Anlegen einer Spannung oder durch Erwärmung wieder als Strahlung freisetzbar ist.

14J Halbleitereinrichtung nach einem der Ansprüche 1 bis 11, gekennzeichnet durch die Verwendung zur Steuerung der Intensität von durchfallendem oder reflektiertem Licht, wobei der Absorptionskoeffizient des Halbleiterkörpers durch Anlegen einer Spannung steuerbar ist.

15.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 9, gekennzeichnet durch die Verwendung zur Erzeugung von Licht durch Anlegen einer Spannung an die Elektroden.

16. Halbleitereinrichtung nach Anspruch 15, gekennzeichnet durch eine Puelle für eine veränderbare Spannung zur Steuerung der Frequenz und Intensität des emittierten Lichts.

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17.) Halbleitereinrichtung nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß die beiden Elektroden in Reihe mit einer Stromquelle und einem Verbraucher geschaltet sind und daß die Leitfähigkeit des Halbleiterkörpers durch die Strahlung, insbesondere mit ultravioletter, sichtbarer oder infraroter Strahlung steuerbar ist.

18.) Halbleitereinrichtung nach einem der Ansprüche 1 bis 11, gekennzeichnet durch die Verwendung zur Uiuv/and lung von Lichtenergie vorgegebener Wellenlänge, die über einen längeren Seitraum vom Halbleiterkörper absorbiert worden ist, in langwelligeres Licht größerer Intensität, das durch Anlegen einer Spannung an den Halbleiterkörper während einer relativ kurzen Zeitspanne emittiert wird.

19.) Halbleitereinrichtung nach einem der Ansprüche 1 bis 11, gekennzeichnet durch die Verwendung zur Beleuchtungsstärkemessung durch Vergleich der Farbe des Halbleiterkörpers mit einer Normfarbskala, die Farben enthält, welche dem Halbleiterkörper bei verschiedenen Beleuchtungsstärken entsprechen.

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