DE2261527C2

DE2261527C2 - Halbleiterkörper mit in einer vorgegebenen Richtung abwechselnd aufeinanderfolgenden n- und p-dotierten Zonen, Verfahren zu seiner Herstellung und Verwendungen des Halbleiterkörpers

Info

Publication number: DE2261527C2
Application number: DE2261527A
Authority: DE
Inventors: Gottfried Heinrich Dr. 7440 Nürtingen Döhler
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: 1983-04-21
Also published as: US3882533A; DE2261527A1

Description

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bemessen sind, wobei die Amplitude V₁ höchstens von der Größenordnung des Bandabstandes E_g ist wobei

J_

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ist, worin mP> die Anzahl der ionisierten Dotierungsatome pro Flächeneinheit der jeweiligen Zone (12, 14) und gleich dem Minimum von n* <²> und np⁽²K der Anzahl der Donator- bzw. Akzeptoratome pro Flächeneinheit der jeweiligen Zone (12, 14), ist, womit sich eine nur kleine Wechselwirkung zwischen Ladungsträgerzuständen jeweils benachbarter Zonen (12,14) der Zonenfolge ergibt.

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

3. Halbleiterkörper nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Dicke jeder η-dotierten und jeder p-dolierten Zone (12, 14) mindestens das 5fache, vorzugsweise das 1Ofache, der Gitterkonstante beträgt.

4. Halbleiterkörper nach Anspruch 1, 2 oder 3, dadurch gekennzeichnet, daß die Dicke jeder η-dotierten und jeder p-dotierten Zone (12, 14) höchstens das 30fache der Gitterkonstante beträgt.

5. Halbleiterkörper nach Anspruch 2 und 3 oder 4, dadurch gekennzeichnet, daß die η-dotierten und die p-dotierten Zonen (12, 14) alle die gleiche Dicke haben, und daß die Dicke der dazwischenliegenden eigenleitenden Zonen (16) jeweils das Doppelte der Dicke der η-dotierten und der p-dotierten Zonen (12,14) ist.

6. Halbleiterkörper nach einem der Ansprüche 1 bis 5, dadurch gekennzeichnet, daß die Donatorkonzentration in einer η-dotierten Zone (12) sowie die Akzeptorkonzentration in einer dieser benachbarten p-dotierten Zone (14) so klein sind, daß das sich bei Ionisierung aller Dotierungsatome aufbauende Raumladungspotential (K,) kleiner als ein Zehntel des Bandabstandes (E_g) ist.

7. Halbleiterkörper nach einem der Ansprüche 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, daß sich an die beiden äußersten Zonen der Zonenfolge aus n- und p-dotierten Zonen (12,14) jeweils eine Zone (18 bzw. 20) anschließt, in der die Donator- bzw. die Akzeptorkonzentration kleiner als in der jeweils benachbarten n- bzw. p-dotierten Zone (12 bzw. 14) ist.

8. Halbleiterkörper nach Anspruch 7, dadurch gekennzeichnet, daß der Halbleiterkörper eine Zonenfolge

1 ,. . . . 1
-— p, (1, n, 1, p)_z, 1, —— η

aufweist, wobei ζ eine ganze Zahl größer als 1 ist und die Anzahl Zonengruppen des Klammerausdruckes

angibt, und — ρ sowie — η bedeuten, daß die

Dotierungskonzentration der äußersten p-dotierten Zone die Hälfte der Dotierungskonzentration der anderen p-dotierten Zonen und die Dotierungskonzentration der äußersten η-dotierten Zone die Hälfte der Dotierungskonzentration der anderen η-dotierten Zonen beträgt

9. Halbleiterkörper nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet daß ζ größer als 10 oder größer als 100 ist

10. Halbleiterbauelement mit einem Halbleiterkörper nach einem der Ansprüche 1 bis 9, dadurch gekennzeichnet, daß an zwei Flächen des Halbleiterkörpers, die in der vorgegebenen Richtung (13) der Zonenfolge im Abstand voneinander angeordnet sind, je eine Stromzuführungs-Elektrode (26, 28) angebracht ist

11. Halbleiterbauelement mit einem Halbleiterkörper nach einem der Patentansprüche 1 bis 10, gekennzeichnet dadurch, daß an zwei Flächen des Halbleiterkörpers, die in zur vorgegebenen Richtung (13) der Zonenfolge senkrechter Richtung im Abstand voneinander angeordnet sind, je eine Elektrode (26', 28') angebracht ist.

12. Verfahren zum Herstellen eines Halbleiterkörpers nach einem der Ansprüche 1 bis 9, bei welchem auf einem Substrat nacheinander Schichten aus einem Halbleitermaterial, die abwechselnd n- und p-Leitung bewirkende Dotierungsstoffe enthalten, niedergeschlagen werden, dadurch gekennzeichnet, daß für mindestens einen der Dotierungsstoffe ein radioaktives Isotop des Halbleitermaterials verwendet wird, das sich erst nach Bildung des ganzen Halbleiterkörpers in einen Dotierungsstoff umwandelt.

13. Verwendung eines Halbleiterkörpers bzw. eines Halbleiterbauelementes nach einem der Ansprüche 1 bis 11 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.

14. Verwendung eines Halbleiterkörpers bzw. eines Halbleiterbauelementes nach einem der Ansprüche 1 bis 11 zur Steuerung der Intensität von durchtretendem oder reflektiertem Licht, wobei der Absorptionskoeffizient des Halbleitermaterials durch Anlegen einer Spannung steuerbar ist.

Die Erfindung bezieht sich auf einen Halbleiterkörper mit in einer vorgegebenen Richtung abwechselnd aufeinanderfolgenden n- und p-dotierten Zonen, wie er im Oberbegriff des Patentanspruches 1 angegeben und aus dem »IBM Journal of Research and Development«, 14(1970), Nr. !,Seite 61 bis Seite 65, bekannt ist.

In »IBM Journal of Research and Development«, a.a.O. ist ein Halbleiterkörper für ein Halbleiterbauelement beschrieben, der eine Strom-Spannungs-Kennlinie mit einem Bereich negativer differentieller Leitfähigkeit aufweist Diese Strom-Spannungs-Kennlinie wird bei dem bekannten Halbleiterkörper dadurch erreicht, daß die Wechselwirkung zwischen Ladungsträgerzuständen über Periodenlängen einer vorgesehenen »Überstruktur« des Halbleiterkörpers hinweg groß sein solL Diese Oberstruktur kann in einem Halbleiterkörper aus einem bekannten halbleitenden Element, z. B. Silizium, Germanium, eiiitr bekannten halbleitenden Verbindung, z. B. einer halbleitenden AmBv-Verbindung, oder einer halbleitenden Legierung durch periodischen Wechsel der Dotierung mit Donatoren- und Akzeptorenmaterial erhalten werden. Es handelt sich dabei um Überstrukturen mit Periodenlängen bis herunter zu etwa 20 nm und mit über 100 Perioden. Die Bedingung dafür, daß eine negative differentielle Leitfähigkeit auftritt, besteht darin, daß eine hinreichend kleine Gitterkonstante der Überstruktur bzw. eine sehr große (nahezu 1 betragende) Übergangswahrscheinlichkeit zwischen den benachbarten Zonen entgegengesetzten Leitungstyps erreicht wird, weil die Tunnelübergänge der Elektronen von Zone zu Zone innerhalb von Zeiten in der Größenordnung von 10 ns liegen sollen und die mittlere freie Weglänge der Elektronen groß gegenüber der Gitterkonstanten der Überstruktur sein muß.

Aus der deutschen Offenlegungsschrift 20 49 684 ist eine Laserdiode bekannt, die eine räumlich periodisch veränderliche Dotierung aufweist, die darin besteht, daß die Dotierungskonzentration in einer Zone ein und desselben Leitungstyps räumlich periodisch schwankt, wobei die Periodenlänge zwischen etwa dem 10- und dem 500fachen Abstand der Atome des Kristallgitters des Halbleiterkörpers beträgt.

Über diesen Stand der Technik hinaus sind eine Vielzahl von Halbleiterbauelementen bekannt, die Halbleiterkörper mit mehreren, in einer Richtung abwechselnd aufeinanderfolgenden n- und p-dotierten Zonen enthalten. Derartige Halbleiterbauelemente sind beispielsweise in der DE-OS 14 89 488, dem »IBM Techn. Disci. Bull.«, Bd. 4 (1962), Nr. 10, Seite 61, der DE-AS 12 13 539 und der DE-OS 14 39 687 beschrieben. Bei den in diesen Druckschriften beschriebenen Halbleiterbauelementen sind jedoch die Dicke der n- und p-dotierten Zonen und/oder die Dotierungskonzentration dieser Zonen im Vergleich mit den aus »IBM Journal of Research and Development« a.a.O. und aus DE-OS 20 49 684 bekannten Halbleiterbauelementen und mit den nach der Erfindung ausgebildeten Halbleiterkörpern stets verhältnismäßig groß.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Halbleiterkörper der eingangs beschriebenen Art anzugeben, der eine verhältnismäßig langzeitig aufrechtzuerhaltende, vom thermischen Gleichgewicht abweichende energetische Ladungsträgerverteilung ermöglicht, die zur Steuerung optischer Absorption und Emission, elektrischer Leitfähigkeit und anderer physikalischer, von der energetischen Ladur.gsträgerverteilung bestimmter Eigenschaften ausgenutzt wird.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß durch die Ausbildung eines Halbleiterkörpers der im Oberbegriff des Patentanspruches 1 angegebenen Art gelöst, die im Kennzeichenteil des Patentanspruchs 1 angegeben ist.

Ausgestaltungen der Erfindung sind in den Patentansprüchen 2 bis 14 angegeben.

Wie dies aus den nachfolgenden Ausführungen noch

deutlicher hervorgeht, eignet sich der Halbleiterkörper nach der Erfindung im Gegensatz zu den aus den obengenannten Druckschriften bekannten Halbleiterkörpern für eine größere Zahl unterschiedlicher Anwendungen, beispielsweise in Halbleiterbauelementen zur elektrischen oder optischen Steuerung der elektrischen Leitfähigkeit mit kleiner Steuerenergie, in Einrichtungen zur Erzeugung und Absorption von Licht veränderbarer Wellenlänge oder in Einrichtungen zur Langzeitspeicherung von Lichtenergie.

Ein Halbleiterkörper nach der Erfindung kann gewissermaßen als ein Halbleitermaterial« betrachtet werden, denn er weist Halbleiter-Kennwerte und -Charakteristiken auf, die qualitativ mit denen von Halbleiterkörpern aus Silizium, Germanium oder halbleitenden Am Bv-Verbindungen übereinstimmen, aber quantitativ von diesen abweichen.

Daß bei einem Halbleiterkörper nach der Erfindung die Amplitude und die Periodenlänge der durch die abwechselnd p- und η-leitenden Zonen erzeugten wellenartigen Potentialverteilung so groß sind, daß die Wechselwirkung zwischen Ladungsträgerzuständen in jeweils benachbarten Zonen klein ist, wird aus der nachfolgenden Erläuterung besser verständlich.

Es soll die Anzahl no⁽²⁾= n_D ■ d„ bzw. n_A ⁽²>= n_Ad_p der in einer n- bzw. p-leitenden Zone der Dicke d„ bzw. d_p pro Flächeneinheit enthaltenen Donatoren und Akzeptoren höchstens von derselben Größenordnung, vorzugsweise jedoch kleiner, insbesondere wesentlich kleiner sein als diejenige, die benötigt wird, um mittels ionisierter Dotierungsatome ein Raumladungspotential von der Höhe des Bandabstandes ^aufzubauen, d. h. im bekannten z. B. im Halbleiterbauelement nach der DE-AS 12 13 539 verkörperten Falle sind:

und

2ε

E_g
2

Jk 2

(la)

(Ib)

Die Bedeutung der in der Beschreibung verwendeten Symbole ist in einer Zusammenstellung am Ende der Beschreibung angegeben.

Bei dem Halbleiterkörper nach der Erfindung ist dagegen mindestens einer der beiden folgenden Ausdrücke

d 2

und

(2a)

(2b)

höchstens von derselben Größenordnung wie E_g. Vorzugsweise sind ein oder beide Ausdrücke kleiner, insbesondere sehr viel kleiner (z. B. um einen Faktor 0,8 bis 0,01) als der Bandabstand /^zwischen der Oberkante des Valenzbandes und der Unterkante des Leitungsbandes.

Der Halbleiterkörper nach der Erfindung und mehrere seiner Anwendungen werden im folgenden in Ausführungsbeispielen und unter Bezugnahme auf die

■ Zeichnung näher erläutert; es zeigt

Fig. la eine schematische Darstellung eines Ausführungsbeispiels eines Halbleiterbauelementes nach der Erfindung mit einer gestrichelt gezeichneten Abwandlung;

Fig. Ib ein Bändermodell für den Halbleiterkörper des Halbleiterbauelementes nach F i g. 1 a;

F i g. Ic eine grafische Darstellung der Donator- bzw. Akzeptor-Konzentration in dem Halbleiterkörper des Halbleiterbauelementes nach F i g. la;

F i g. Id eine grafische Darstellung der Raumladungsverteilung in dem Halbleiterkörper des Halbleiterbauelementes nach F i g. 1 a; und

F i g. 2 bis 6 Bändermodelle für den Halbleiterkörper bei Anwendungen des Halbleiterkörpers.

Das in F i g. 1 dargestellte Halbleiterbauelement enthält einen Halbleiterkörper 10 aus einem Einkristall aus z. B. Germanium, Silizium oder einer AmBv-Verbindung.

Der einkristalline Halbleiterkörper 10 enthält mehrere η-dotierte Zonen 12, die eben sein können und sich in einer vorgegebenen Richtung 13, die durch einen Pfeil angedeutet ist, sich mit p-dotierten Zonen 14 abwechseln. Bei dem in Fig. la dargestellten Ausführungsbeispiel eines Halbleiterbauelementes befindet sich zwischen benachbarten η-dotierten und p-dotierten Zonen 12 bzw. 14 jeweils eine eigenleitende Zone 16, die bei diesem Ausführungsbeispiel jeweils doppelt so dick ist wie die gleiche Dicken aufweisenden η · bzw. p-dotierten Zonen.

Vorzugsweise beginnt die periodische Zonenfolge aus den Zonen 12,14 und 16, in der Richtung 13 gesehen, mit einer Zone des einen Leitungstyps, z. B. einer n-dotierten Zone 12, und sie endet mit einer Zone des anderen Leitungstyps, z. B. mit einer p-dotierten Zone 14. Die periodische Zonenfolge kann zwischen zwei eigenleitenden Zonen 18, 20 oder zwischen zwei Zonen 18, 20 eingeschlossen sein, in denen die Donator- bzw. Akzeptorkonzentration 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.

F i g. Ib zeigt das Bändermodell für das Halbleiterbauelement nach Fi g. la, wobei für die den Ort längs der Richtung 13 angebende Abszisse in F i g. Ib (und in den folgenden Fig. Ic und Id) der gleiche Maßstab verwendet ist wie in Fig. la. Mit 22 ist die unterste 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 ohmschen Elektroden 26 bzw. 28 keine Spannung liegt Dieser Verlauf kommt folgendermaßen zustande: Solange die η-dotierten Zonen an Donatoren gebundene oder im Leitungsband befindliche Elektronen enthalten und die p-dotierten Zonen an Akzeptoren gebundene oder im Valenzband befindliche Löcher (Defektelektronen) enthalten, rekombinieren Elektronen aus den n-dotierten Zonen mit Löchern aus den p-dotierten Zonen, falls dies einen Energiegewinn mit sich bringt Dies führt zu einer positiven Raumladung R⁺ in den n-dotierten Zonen und einer negativen Raumladung R- gleicher Größe in den p-dotierten Zonen sowie zum Aufbau eines Raumladungspoientials ^zwischen diesen Zonen, das näherungsweise gegeben ist durch:

Da die Anzahl der ionisierten Dotierungsatome pro Zone höchstens gleich der Anzahl der in der betreffenden Zone vorhandenen Dotierungsatome sein kann, ist np) höchstens so groß wie der kleinere der beiden Werte riD^<2> und πα^!2>. Wenn also wenigstens einer der Dotierungsstoffe entgegengesetzten Leitungstyps nur in entsprechend kleiner Konzentration in den betreffenden Zonen enthalten ist, ergibt sich für den Grundzustand V,< E_g und diese »Minoritätszonen« enthalten im Grundzustand keine Ladungsträger mehr.

Erst wenn der kleinere der beiden Werte np(²> und n_A<²>

ist, wird der Grundzustand der Gesamtheit der Ladungsträger dadurch bestimmt, daß durch Rekombination von Elektronen mit Löchern keine Energie mehr gewonnen wird. In diesem Falle enthalten im Grundzustand sowohl die η-dotierten Zonen noch Elektronen als auch die p-dotierten 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.

Der Halbleiterkörper hat die besondere Eigenschaft, daß man in den η-dotierten und p-dotierten Zonen eine in gewünschter Weise vom thermischen Gleichgewicht abweichende energetische Verteilung der Elektronen bzw. Löcher über verhältnismäßig lange Zeit aufrechterhalten kann. Erzeugt man in dem Halbleiterkörper z. B. durch optische Anregung Elektron-Loch-Paare oder injiziert man Elektronen und Löcher mit Hilfe von Elektroden 26' bzw. 28' (siehe auch weiter unten) von der Seite her in die n- bzw. p-dotierten Zonen, so relaxieren die meisten Elektronen in Donatorzustände oder tiefgelegene Leitungsbandzustände in den n-dotierten Zonen und die meisten Löcher relaxieren in Akzeptorzustände oder hochgelegene Valenzbandzustände in den p-dotierten Zonen, bevor sie rekombinieren. Die Rekombination ist in der Praxis zwar nicht unmöglich, sondern nur mehr oder weniger stark erschwert. Dies ist aus dem Bändermodell der F i g. 2 ersichtlich: Ein Elektron 30 an der unteren Leitungsbandkante 22 kann nach den klassischen Vorstellungen der Elektronentheorie nicht in den zwischen dieser Leitungsbandkante 22 und der Valenzbandkante 24 vorhandenen Bereich »verbotener« Energiezustände zwischen der Leitungsbandkante 22 und Valenzbandkante 24 eindringen und bleibt daher räumlich von den Löchern 34 an der oberen Valenzbandkante 24 getrennt Nach den klassischen Vorstellungen kann ein Elektron 30 daher nur dann mit einem Loch 34 rekombinieren, wenn es thermisch oder durch Absorption eines Lichtquantes die dazu nötige Energie, die = V, ist,

zugeführt bekommt Solange die mittlere thermische Energie kT sehr viel weniger als Vj beträgt ist die Wahrscheinlichkeit für solche Ereignisse bekanntlich näherungsweise um den extrem kleinen Boltzmannfaktor exp(- V₁/kT) gegenüber der im Halbleiterkörper

ohne Überstruktur 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 dem verbotenen Bereich haben. In diesem Falle ist die Rekombinationsrate gegenüber der im Halbleiterkörper ohne Überstruktur unbehinderten Rekombination näherungsweise um einen Faktor

exp < -

IO

15

20

reduziert. Bei dem Halbleiterkörper nach der Erfindung ist dieser Faktor kleiner als 10~².

Beispiel 1

Für Germanium (β·= 16, Tn «0,12 maekiron), V,=0,5 eV und t/=50nm, was einem Wert von m(²)—Z$ ■ 10^l2cm-² entspricht, ergibt sich beispielsweise ein Reduktionsfaktor von etwa i0-¹⁵. Die Rekombinationsraten sollten dann für /j(²)=10¹²cm-² Elektronen und Löcher pro η-dotierter bzw. p-dotierter Zone etwa in der Größenordnung von 10⁴ bis 10⁶ Rekombinationen pro Sekunde und Flächeneinheit pro Zone liegen.

Wegen der exponentiellen Abhängigkeit der Rekombinationsraten von der Temperatur, von V; und von d kann die Rekombinationsrate durch verhältnismäßig kleine Änderungen dieser Größen in weitesten Grenzen variiert werden, wodurch sich ein weites Feld von Anwendungsmöglichkeiten für einen solchen Halbleiterkörper eröffnet

Beispiel 2

Ersetzt man beim Beispiel 1 den Wert von d— 50 nm durch d=25 nm, so erhöht sich die Rekombinationsrate um etwa ac!it Zehnerpotenzen auf 10¹² bis 10¹⁴ s-'cm-² pro Zone. Andererseits bewirkt eine Verdoppelung der Periodenlänge d auf 100 nm eine Verringerung um 15 Zehnerpotenzen auf 10~⁹ bis 10-" s-'cm-² pro Zone, so daß Rekombinationen auf Grund des Tunneleffektes praktisch unmöglich werden.

Eine weitere Möglichkeit, die Rekombinationsrate zu variieren, besteht darin, die Größe V/ durch Erzeugung oder Vernichtung von Elektron-Loch-Paaren in weiten Grenzen zu beeinflussen. Gemäß Gleichung (3) hängt V, von d, ε und der Zahl n,(²>Atr ionisierten Dotierungsatome pro Flächeneinheit der betreffenden Zone ab. Während bei entsprechend hoher Donator- und Akzeptorkonzentration V/ maximal etwa gleich E_e werden kann, ist wie bereits erwähnt, V/ bei niedrigen Dotierungskonzentrationen, wie sie hier vorzugsweise verwendet werden, durch die Bedingung n,-ß> <Minimum riD^f2), no® nach oben beschränkt Werden aber rf²) Elektronen und Löcher in jede n- bzw. p-dotierte Zone gebracht so haben sie, wie oben erwähnt, eine sehr lange Lebensdauer. Durch diese Elektronen und Löcher wird gleichzeitig aber auch die Zahl der ionisierten Dotierungsatome um rf²) pro Zone reduziert, so daß sich V, etwa um den Betrag

2 '

also proportional zu rf²), verringert.

Dies hat insbesondere zwei Konsequenzen für die Elektronen-Löcher-Rekombination: Einerseits bewirkt die Erniedrigung von Vi gemäß Gleichung (4) eine, gegebenenfalls, drastische Erhöhung der Rekombinationswahrscheinlichkeit, gleichzeitig aber auch eine Erhöhung der bei der Rekombination frei werdenden

35

40

45 Energie, was für strahlende Übergänge einer Blauverschiebung des emittierten Lichtes entspricht. Da V, sein Vorzeichen aber nicht ändern kann, ist die Emission gegenüber dem Halbleiterkörper ohne Überstruktur stets mehr oder weniger stark nach »Rot« verschoben.

Beispiels

Bei einem Halbleiterkörper der im Beispiel 1 angegebenen Art würden 1,75 · 10¹²cm-² eingeführte Elektronen und Löcher pro n- bzw. p-dotierter Zone den Wert von Kauf die Hälfte reduzieren und somit die Rekombinationsrate bei Tunnelübergängen gemäß Gleichung (4) etwa um den Faktor 3 · 10⁴ 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 der Halbleiterkörper nach der Erfindung grundlegend von undotierten als auch von in der für herkömmliche Halbleiterbauelemente bekannten Weise in mehreren Zonen dotierten Halbleiterkörpern unterscheidet, ist der Absorptionsindex «. Dies wird anhand von F i g. 3 erläutert.

Nach den klassischen Vorstellungen der Elektronentheorie kann ein Elektron nur dann aus einem Valenzbandzustand in den Leitungsbandzustand gebracht werden, wenn ihm eine Energie TKu>E_g durch Absorption eines Photons entsprechender Energie zugeführt wird. Aufgrund des Tunneleffektes ist jedoch ein Valenzband-Leitungsband-Übergang auch bei geringerer Photonenenergie möglich, wenn nämlich der in F i g. 3 schraffierte Bereich verbotener Energie durchtunnelt wird. Dies hat zur Folge, daß der Absorptionskoeffizient «(ω) als Funktion der Schwingungsfrequenz ω des Photons in diesem Energiebereich im wesentlichen exponentiell mit der Schwingungsfrequenz ω des Photons gemäß der folgenden Gleichung

(5)

abnimmt, wobei eF-,=2VJd ist. Ähnliche Verhältnisse treten beim Franz- Keldysh- Effekt auf, der den exponentiellen Schwanz der Absorption für Εω<Ε_ΐ im Fall starker äußerer Felder in Halbleiterkörpern ohne Überstruktur erklärt. Während sich aber beim Franz-Heldysh-Effekt die gleichzeitige Erzeugung freier Ladungsträger als störend für Anwendungen erweist, werden die freien Ladungsträger hier nur in eine benachbarte n-dotierte Zone gebracht und rekombinieren nach mehr oder minder langer Zeit Solange die Erzeugungsrate von Elektron-Loch-Paaren größer ist als die Rekombinationsrate, nimmt V₁ zeitlich ab, was zu einer Reduktion der Absorption führt, da es einem Anwachsen der Dreieckfläche in F i g. 3 entspricht Wie das praktisch ausgenutzt werden kann, zeigt das folgende

Beispiel 4

Bei einem Halbleiterkörper aus einem Germaniumeinkristall, ferner mit c/=50nm und λ,»=5 · 10¹²cm-² sollte <χ(ω) im Bereich von Photonenenergien von Tko = Eg=OJ eV bis hinunter zu

hu)=iEg-02 eV = 0,5 eV gemäß Gleichung (5) um etwa 2 bis 3 Zehnerpotenzen abnehmen, während es im Falle

m<²)=2,5 ■ 10¹²cm-²um etwa5Zehnerpotenzen abnehmen dürfte.

Aufgrund der vorangehend beschriebenen Eigenschaften eines Halbleiterkörpers nach der Erfindung ergibt sich eine Vielfalt von Anwendungsbeispielen, denn durch die entsprechende Wahl des Halbleitermaterials, der Größen d, πω^<2) und πα ^(2> ist eine bestimmte Zeit-, Frequenz- und Intensitätsabhängigkeit des Absorptionskoeffizienten sowie des Emissionsvermögens zu erreichen. Wenn etwa der in Beispiel 4 beschriebene Zustand mit /3,^=5 · 10¹²cm-² der Grundzustand ist und mit Photonen der Energie Έω = 0,55 eV eingestrahlt wird, so ist zu Beginn die Absorption noch etwa <χ(ω) = lO-²oto= 10¹²cm-' und nimmt dann ab, da sich mit zunehmender Anregung nft) 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 Emissionsprozessen herrscht.

Einige Anwendungsbeispiele

Verzögerungen von Lichteinschaltvorgängen: Beim Einschalten der Lichtquelle sei der Halbleiterkörper für die Frequenz des Lichtes noch nahezu undurchsichtig, d.h. exp (-«(ω) χ Dicke des Halbleiterkörpers) <1. Erst wenn sich n/9 und somit auch F; durch Absorption einer entsprechenden Anzahl von Photonen wesentlich erniedrigt hat, nimmt <χ(ω) gemäß (5) so stark ab, daß ein wesentlicher Teil des Lichtes durchgelassen wird. Da die Änderung von nfi) vom Produkt Intensität des Lichtes χ Einstrahlungsdauer abhängt, gilt dies auch für die Verzögerung.

Erhöhung der Steilheit der Anstiegsflanke von Lichtpulsen: Da sich «(ω) gemäß (5) exponentiell mit nP> ändert, besteht andererseits die Möglichkeit, die Anstiegsflanke, besonders von sehr intensiven Lichtpulsen, steller zu machen (wie es bei Lasern oft erwünscht ist), indem man den Halbleiterkörper in den Strahlengang bringt. Erst zu einem Zeitpunkt, da der Lichtpuls bereits seine volle Intensität erreicht hat, wird der Halbleiterkörper aufgrund der zeitlich exponentiellen Abnahme von «(ω), innerhalb äußerst kurzer Zeit, durchsichtig.

Mit Farbvergleich arbeitender Beleuchtungsstärkemesser: Der Absorptionskoeffizient «(ω) eines Halbleiterkörpers mit Überstruktur hängt für eine vorgegebene Frequenz ω (mit E_g- eF,d/2 < hcoE_g) gemäß (5) von Fi und somit von η,<²), nicht aber direkt von der Periodenlänge d, ab. Die Rekombinationsrate und die emittierte Photonenfrequenz hingegen hängen gemäß (4) außer von F,=2V/d noch exponentiell bzw. linear von d ab. Dadurch eröffnet sich die Möglichkeil, unter Verwendung eines Halbleitermaterials mit einem

ίο Bandabstand von etwa 2 eV einen mit Farbvergleich arbeitenden Beleuchtungsstärkemesser zu bauen. Durch geeignete Wahl der Dotierungskonzentration und der Periodenlänge kann nämlich gerade erreicht werden, daß bei den schwächsten in der Fotografie zu messenden Lichtintensitäten in dem oben beschriebenen Gleichgewichtszustand zwischen Absorption und Emission nur noch rotes Licht hindurchgeiassen 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 beobachtbare Farbveränderung logarithmisch von der Lichtintensität abhängt, wie dies für einen solchen Beleuchtungsstärkemesser erwünscht ist. Ein solcher Beleuchtungsstärkemesser bestünde also im wesentlichen nur aus einem Stück Halbleiterkörper mit Überstruktur, einer Farbvergleichsskala und möglicherweise einem Filter.

Weiterhin lassen sich die Absorptions- und Emissionseigenschaften von Halbleiterkörpern nach der Erfin- dung durch elektrische Felder steuern.

Der Einfluß eines äußeren elektrischen Feldes auf den Absorptionskoeffizienten ist aus dem Bändermodell nach Fig.4 ersichtlich. Das in Fig.4 dargestellte Bändermodell zeigt, daß nun - anders als bei dem Bändermodell nach F i g. 3 — bei Absorption eines Lichtquants der Energie Έω< E^ die Wahrscheinlichkeit dafür, daß das Elektron aus einer p-dotierten Zone in die rechts oder links benachbarte η-dotierte Zone übergeht, nicht mehr gleich ist. Durch Überlagerung des inneren Feldes /7= 2 ViId mit dem äußeren Feld F verkürzt sich die Länge der Tunnelbarriere bei F i g. 4 für Übergänge nach rechts von etwa (E_f-ho)/Fi auf etwa (E_g— Έω)Ι Fi+ F), während sich diejenige für Übergänge nach links auf etwa (E_g- hui)lFi- F) verlängert Infolgedessen wird bei Anwesenheit eines äußeren Feldes F aus der Gleichung (5) nun

.hf) - -SL {exp Γ- ±
2 I L 3

A²^)²

exp

Γ- ±
L 3

Ein äußeres Feld erhöht also den Absorptionsindex α für Photonenenergie unterhalb Eg. Insbesondere verschiebt sich die untere Grenze für die Absorption von etwa Eg- V/nach Eg- Vi- eFd/2.

Beispiel 5

Wenn unter den im Beispiel 1 angegebenen Voraussetzungen (X₀=IO⁴Cm-¹ beträgt und der Exponentialfaktor in Gleichung (6) für die gewählte Photonenenergie bei Abwesenheit eines äußeren Feldes ?0-³ ist, kann durch ein äußeres Feld, welches nur 50% des inneren Feldes Fi beträgt, der Absorptionskoeffizient α(ω) von 10cm-' auf etwa 10²cm-' erhöht werden. Wenn also ein schichtförmiger 0,1 cm dicker Halbleiterkörper zunächst noch etwa 30% des Lichtes durchließe, würde die Durchlässigkeit durch das äußere Feld auf etwa5 ■ ΙΟ-⁵reduziert

Der Einfluß eines äußeren Feldes auf die Rekombination von Elektronen mit Löchern ist aus dem Bändermodell nach F i g. 5 ersichtlich. Hier ist nun nicht die Länge, sondern die Höhe der Tunnelbarriere gegenüber dem feldfreien Fall nach F i g. 3 verändert In Feldrichtung χ ist sie um eFd/2 erniedrigt in der entgegengesetzten Richtung ist sie um eFd/2 erhöht.

65. Außerdem kann man nun zwei Emissionslinien beobachten, die um ± eFd/2 gegenüber dem feldfreien Fall verschoben sind. Aus dem Exponentialfaktor (4) wird daher

exp

11 12

J_ /m(V,-eFd/2)\ ^l2 , Λ _Γύτ _{die Linie} ~_Ηω = _E, - V₁ + eF_td/2

exp -

Beispiel 6

Ein äußeres Feld von etwa 7 ■ 10⁴ V/cm (das ist etwa '/3 von F) würde bei einem Halbleiterkörper nach Beispiel 1 die Emissionsrate um einen Faktor von etwa 10² erhöhen und die energiereichere Emissionslinie wäre um +0,17 eV gegenüber der Emissionslinie im feldfreien Zustand verschoben, während die andere Linie vernachlässigbar schwach würde. Eine Erhöhung der Intensität und eine Blauverschiebung durch äußere elektrische Felder tritt auch für die thermische oder thermisch erleichterte Rekombination auf.

Auch aus der Steuerbarkeit der Lichtabsorption und der Lichtemission durch elektrische Felder ergeben sich zahlreiche Anwendungen des Halbleiterkörpers. So kann beispielsweise Licht vorgegebener Frequenz beim Durchgang durch einen Halbleiterkörper mit Oberstruktur durch variierende elektrische 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 elektrische Felder gesteuert werden.

Auch hinsichtlich der Elektrolumineszenz haben die Halbleiterkörper besondere Eigenschaften. Aus dem Bändermodell nach Fig.6 ist ersichtlich, daß bei hinreichend hohen äußeren elektrischen Feldern, wie in dieser Figur dargestellt, Übergänge von Elektronen aus p-dotierten Zonen in Feldrichtung in benachbarte η-dotierte Zonen ohne Aufnahme zusätzlicher Energie möglich sind.

In diesem Falle werden bei in Feldrichtung verlaufenden Übergängen aus den η-dotierten Zonen in die benachbarten p-dotierten Zonen Photonen von etwa der Energie Έω =■ 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. Ferner ist aus demselben Grund die Erwärmung durch ohmsche Verluste gering und der Wirkungsgrad groß. Außerdem sollte es auch möglich sein, diese Lichtaussendung durch stimulierte Emission zu verstärken und auf diese Weise einen Halbleiterlaser mit hohem Wirkungsgrad zu bauen.

Neben der verlustarmen Erzeugung von Licht im allgemeinen bietet sich beispielsweise die Möglichkeit, die Bildröhre in Fernsehgeräten durch ein flächenhaftes Halbleiterbauelement des im folgenden beschriebenen Aufbaues zu ersetzen. Ein schichtförmiger Halbleiterkörper mit Überstruktur von der Ausdehnung des gewünschten Bildes, der auch aus vielen kleinen Halbleiterstücken mit Überstruktur bestehen kann, deren Dotierungszonen nur näherungsweise parallel zur Schichtoberfläche liegen müssen, trägt auf beiden Schichtoberflächen je eine Anordnung von parallelen streifenförmigen Elektroden, deren gegenseitiger Abstand dem Zeilenabstand entspreche. Die beiden Elektrodensysteme sind senkrecht zueinander angeordnet Auf diese Weise besteht die Möglichkeit, die Lichtaussendung durch Elektrolumineszenz für jeden Bildpunkt zu steuern. Bei Verwendung eines Halbleitermaterials mit hinreichend hohem Bandabstand läßt sich durch die Höhe der angelegten Spannung auch die Farbe des ausgesandten Lichtes steuern, so daß dieses Halbleiterbauelement zur Farbfernsehwiedergabe geeignet ist.

Die Leitfähigkeit des Halbleiterkörpers nach der Erfindung weicht nicht nur völlig von derjenigen des bekannten Halbleiterkörpers mit einer Überstruktur ab, sondern sie unterscheidet sich auch wesentlich von derjenigen in bekannten Halbleiterbauelementen mit einem Halbleiterkörper mit mehreren schichtförmigen dotierten Zonen, die aufgrund ihrer großen Dicke jedoch keine Überstruktur bilden. Da die Werte des Raumladungspotentials, die sich aus den Ausdrücken (2) ergeben, wesentlich kleiner als E_g oder höchstens von derselben Größenordnung sein sollen, unterscheidet sich der Halbleiterkörper mit Überstruktur auch bezüglich seiner Leitfähigkeit in Richtung der Zonenfolge wesentlich von einem Halbleiterbauelement aus hintereinandergeschalteten Tunneldioden bekannter Art. Bei einer zwischen den Elektroden 26 und 28 angelegten Spannung kann der Strom in Richtung der Zonenfolge je nach Bemessung des Zonenaufbaus des Halbleiterkörpers durch nn-Übergänge von Elektronen oder durch pp-Übergänge von Löchern getragen werden. Außerdem wurden für die Abhängigkeit zwischen der zwischen den Elektroden 26 und 28 angelegten Spannung und dem zwischen diesen Elektroden fließenden Strom die verschiedensten Kennlinien ermöglicht. Insbesondere können Strom-Spannungs-Kennlinien erhalten werden, die bei zunehmender Spannung (als Abszisse genommen) abwechselnd aufeinanderfolgend Bereiche negativer und positiver Charakteristik aufweisen.
Schließlich zeigt auch die Leitfähigkeit parallel zu den Dotierungsschichten, also die Leitfähigkeit zwischen den Elektroden 26' und 28', besondere Eigenschaften, insbesondere was ihre Abhängigkeit vom Grad der energetischen Anregung der Ladungsträger im Halbleiterkörper mit Überstruktur betrifft Wenn etwa Πα^(2>=Πο^<2> und außerdem so niedrig ist, daß bei vollständiger Ionisation der Dotierungsatome das Raumladungspotential V₁ gemäß Gleichung (3) noch kleiner als E_g ist, so ist der Halbleiterkörper im Grundzustand bei hinreichend niedriger Temperatur auch in Richtung parallel zu den Dotierungsschichten nahezu isolierend, da die Dotierungsschichten beider Leitungstypen keine freien Ladungsträger enthalten. Da nun aber, je nach Wahl des Halbleitermaterials und der Größen d, n_A ⁽²⁾ und n_DW, die Lebensdauer von Elektronen und Löchern in den η-dotierten bzw. p-dotierten schichtförmigen Zonen in weiten Grenzen beliebig gewählt werden kann, läßt sich die Leitfähigkeit parallel zu den Dotierungsschichten zeitlich von außen, etwa durch optische Anregung, Elektronen- und Löcherinjektion, äußere Felder oder Temperaturerhöhung, steuern. Als besonders vorteilhaft erweist sich hierbei, daß die Leitfähigkeit viel stärker als proportional mit der Ladungsträgerzahl ansteigen kann. Mit

zunehmender Ladungsträgerzahl nimmt nämlich auch Beweglichkeit unter entsprechenden Bedingungen sprunghaft zu. Dies ist dann der Fall, wenn der Leitungsmechanismus von sogenannten »Hopping«- Prozessen zwischen lokalisierten Akzeptor- oder Donatorzuständen in den Leitungsmechanismus der metallischen Leitung übergeht

Bei dem Halbleiterbauelement nach Fig. la kann man also z. B. Elektroden 26' und 28' verwenden, von denen die eine mit den η-dotierten schichtförmigen Zonen und die andere mit den p-dotierten schichtförmigen Zonen einen ohmschen Kontakt, mit den jeweils anderen Zonen jedoch einen Sperrschicht-Kontakt ergibt Bei entsprechender 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 Halbleiterkörper kann aus den verschiedensten Halbleitermaterialien mit Bandabständen bis zu mehreren eV bestehen, also auch aus Halbleitermaterialien, die weitverbreitet schon als Isolatoren gelten. Die Dotierungsüberstruktur aus den sich abwechselnden n- und p-dotierten Zonen braucht nicht ganz streng periodisch zu sein, sondern kann gewisse geringe Abweichungen von der Periodizität aufweisen. Als Dotierungsstoffe können die in der Halbleitertechnik bekannten üblichen Akzeptor- und Donatormaterialien verwendet werden. Da sich bei entsprechender Bemessung der Dotierungsüberstruktur des Halbleiterkörpers mit dem Absorptionsvermögen auch die Farbe des Halbleiterkörpers ändert, läßt sich ein solcher Halbleiterkörper dann für einen mit Farbvergleich arbeitenden Belichtungsmesser verwenden.

Halbleiterkörper mit der hier beschriebenen Dotierungsüberstruktur können durch Gasphasen- oder Molekularstrahlepitaxie unter periodischer Beigabe der Dotierungsmaterialien während des Wachstums hergestellt werden, wobei man vorzugsweise bei verhältnismäßig niedrigen Temperaturen arbeitet, um die Diffusion der Dotierungsmaterialien im bereits verfestigten Material kleinzuhalten.

Um einen Halbleiterkörper mit kurzer Periodenlänge 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 J3-Zerfall in Dotierungsatome übergehen. Hierdurch läßt sich die Diffusion des Dotierungsmaterials während des Herstellungsverfahrens wesentlich kleiner halten als bei Verwendung von heterogenen Dotierungsmaterialien.

Erläuterung der verwendeten Symbole:

« Absorptionsindex;

«(ω) Absorptionsindex als Funktion der Wellenlänge bzw. der Kreisfrequenz ω der absorbierten Strahlung; d Periodenlänge der Dotierungsüberstruktur

(d=2di+d„+d_p);

d, Dicke einer eigenleitenden Zone 16;

d„ Dicke einer η-leitenden Zone 12;

dp Dicke einer p-leitenden Zone 14;

is e Ladung des Elektrons;

ε Verhältnis der Dielektrizitätskonstante des

Halbleitermaterials zu der des Vakuums;

E_g Bandabstand (Breite der verbotenen Energiezone);
F Feldstärke des äußeren elektrischen Feldes;

Fi Feldstärke des inneren elektrischen Feldes;

h Plancksches Wirkungsquantum/2jr;

k Boltzmann- Konstante;

Tn Effektive Ladungsträgermasse (für Germa

nium etwa 0,12 m Elektron)

n_A; n_D / nzahl der Akzeptor- bzw. Donatoratome pro Raumeinheit;

n_A ⁽²h rief²) Anzahl der Akzeptor- bzw. Donatoratome pro Flächeneinheit der betreffenden p- bzw. η-dotierten Zone senkrecht zur Richtung 13 (F i g. 1) der Zonenfolge;

m Anzahl der ionisierten Dotierungsatome

pro Raumeinheit;

ni<²> Anzahl der ionisierten Dotierungsatome

pro Flächeneinheit der betreffenden p- bzw. η-dotierten Zone;

rß) Anzahl der eingeführten Ladungsträger pro

Flächeneinheit der betreffenden p- bzw. η-dotierten Zone;

ω Photonenfrequenz;

T abs. Temperatur;

Vj Raumladungspotential;

π Bezeichnung für elektronenleitendes Halb

leitermaterial bzw. für elektronenleitend dotiertes Gebiet im Halbleitermaterial;

ρ Bezeichnung für löcherleitendes Halbleiter

material bzw. für löcherleitend dotiertes Gebiet im Halbleitermaterial;

ι Bezeichnung für eigenleitendes Halbleiter-

gebiet.

Hierzu 6 Blatt Zeichnungen

Claims

Patentansprüche:

1. Halbleiterkörper mit in einer vorgegebenen Richtung abwechselnd aufeinanderfolgenden n- und p-dotierten Zonen, in denen die Periodenlänge dieser Zonenfolge in dieser Richtung kleiner als das 2 · 1 (Hache der Gitterkonstanten ist, so daß sich eine wellenartige Potentialverteilung in dieser Richtung ergibt, dadurch gekennzeichnet, daß die Amplitude der Potentialverteilung V)und die Periodenlänge d gemäß der Beziehung