книги / Микроструктуры интегральной электроники

Скалярный потенциал Фм удовлетворяет уравнению (5.88) при

__	4nbc		8яу2 М0 Яа (о)а— а>+ со_)
^ " 1	a2 h*2	^ 1 _	(5.93)
			(<оа - й>‘2+) («2 — mi)
где
CO-, -	± V нг +	|Vi (и \ -|- 2Яа Я£)1/2

являются частотами длинноволнового аитифсрромагнона. Условие периодично­ сти, как и в (5.89), определяется через W.

Если в СР один слой парамагнитный, а другой — в антиферромагнитном состоянии, то, предположив, что условия соответствуют рассеянию света иод прямым углом, например с геометрией z(xy)x, Qidi и Q26?2<Cl при qtdc^ 0, получим

pii ~] Рг ^2 ^ dc> (5.94)

Используя (5.88) и (5.93). определяем частоту поверхностных магнитных мод. Если внешнего магнитного поля нет, то эта час­

тота
0)2 =	û)£ 11 -}- 2nd1/Xdc]9	(5.95)
где Я	— параметр обмена,	определенный выше; сом = ivl х

X V H 2a + 2HaHKns 17! V 2 H , J I — частота длинноволнового антиферромагнона.

Когда оба слоя в СР находятся в парамагнитной фазе и внеш­ нее поле Нг, то из (5.88) и (5.94) получаем

со2 - <а2м [1 + 2ях (xdt -! yd2)ide],

(5.96)

где о>Рч = |у |# г; х н у — концентрации Мп в слоях С\ и С2; % — магнитная восприимчивость при х —1.

5.9. ЯВЛЕНИЯ В СПИНОВЫХ СВЕРХРЕШЕТКАХ

Спиновые СР состоят из слоев одного полупроводника (или различных полупроводников), которые получены при периодичес­ ком легировании магнитными примесями одного полупроводника. При этом в слое может изменяться только эффективный g -фактор электронов проводимости. Без магнитного поля энергетическая щель во всей СР одинакова, если легирование магнитной примесью слабо влияет на энергетическую щель полупроводника, или один

слой	полупроводника легирован			немагнитной	примесью D, кон­
д ен сац и я ко юрой			подобрана так, что энергетические щели обоих
слоев	различных		материалов	одинаковы	(A\~xM.xB/Ai-yDyB)
(§ 5 1). Тогда		во внешнем магнитном поле только g -фактор имеет
перво тчческ\ю		пространственную		модуляцию,	возникает периоди­

ческий потенциал сверхрешетки и, следовательно, образуются миnr. щели (§ 5.1). Периодический потенциал СР типа прямоуголь­ ной КЯ можно изменять от нуля до значения насыщения в зависи­ мости от внешнего магнитного ноля, температуры и концентрации защ итной легирующей примеси [128].

Известно, что для полупроводника типа		эффективный
g -фактор определяется уравнением
8 = So т /. J	IИв Н .

Здесь go -g-фактор нелегированиого материала; рв — магне­ тон Бора; х - магнитная восприимчивость при х - 1; / — коэф­ фициент, определяющий обменную s-d связь; <S2> — термическое усреднение локализованных спинов магнитного легирующего ве­ щества но оси магнитного поля. Обычно <S2> сильно зависит от темпераоры , поэтому, изменяя температуру, можно управлять спиновым расщеплением. При очень высоких температурах сред­ няя поляризация <5\> исчезает, и тогда зонные структуры легиро­ ванного и нелсгнроваппого материалов не отличаются.

Для сверхрещегки со слоями Ai-JVl^B/A^DyB, энергетические щели которых одинаковы и только g-фактор имеет периодическую пространственную модуляцию, когда внешнее магнитное поле Н перпендикулярно слоям, эффективный гамильтониан для движе­ ния, параллельного нолю.

Ж --= £ 0 -t- h со (N н- 1/2) -i pBg (z)S zH + p2zl‘2m,

(5.97)

где эффективный g -фактор зависит от координаты г. Эффектив­ ный потенциал типа квадратной КЯ и его амплитуда определяют­ ся только изменением g -фактора:

U = A g рв Sz Н =- %JSZ< S Z> .

(5.98)

Поляризация <S2> может непрерывно изменяться от нуля до ве­ личины насыщения с изменением магнитного поля и температуры. При очень высоких температурах <S2> исчезает, поэтому периоди­ ческая сверхрешетка становится однородным полупроводником для электронов проводимости. Отметим, что для состояний со спином, ориентированным вниз, эффективный потенциал имеет противопо­ ложную модуляцию.

На рис. 5.12 показан ход эффективного потенциала U для раз­ личных электронных уровней спинового расщепления Ландау в сверхрешетке Hgo,99Mno,oiSe/Hgo,976Cdo,o24Se. Несмотря на слабое

легирование	полупроводника Мп	(всего 1%),	U —4,4 мэВ. М аг­
нитное поле	В —4Т, температура	Г =--1,8 К. При	большем легиро­

вании полупроводника Мл амплитуда потенциала соответственно увеличится. Для такой СР со слоями равной толщины и периодом

d c .x 9,7 им на рис. 5.13 даны	зависимости	& or kz	вблизи	края
зоны Бриллюэна СР, показанной стрелкой		при kB — 3,22-10®		см-1.
На границе зоны Бриллюэна	видна энергетическая		мини-щель,
ширина которой зависит от температуры.

На основе слоев CdTe/Cdi-œMn^Te могут быть созданы СР с периодически изменяющимся не только эффективным g -фактором

электронов	проводимости,	но		и	энергетической		щелью в
Cdt_*Ma*Te	1,595+ 1,592х		при	10	К. В	этих сверхрешетках
слои CdTe являются КЯ,		a	Cdi_*MnTe —			барьерами.	Сильное

232

опт од

Рис. 5.12 Ход эффективного потен­ циала U в слоях СР в направлении г, перпендикулярном к слоям

1 flgi. aMnSe; 11) IIgt...Cd„Se

6, мВ

Рис. 5.13 Изменение энергетической мини-щели на границе зоны Бриллюэна спиновой CP HgoasMno.oiSe, Hgo.sreCdo.o^Se при понижении тем­ пературы:

£.*•0.6 иДВ (Г-2,5 К); t!*3 мэВ (Г=1,8К)

сшш-саиновое обменное взаимодействие между d -электронами Ми21 и s -электронами в зоне проводимости / ’в либо р-электронами в валенпюй зоне Г& (так называемые s-d и p-d обменные взаимодейС1вия) приводит к таким удивительным эффектам, как гигантс­ кое фарадеевское вращение и громадное рамановское рассеяние электронов, связанных с донорами в Cdi-xMnTe, с переворотом спина [129].

В модулированно-легированных СР, состоящих из тонких КЯ (CdTe), легированных барьеров (Cdi-^Mn-cTe : In), электроны про­ странственно отделены от своих доноров, так как находятся в КЯ (CdTe) даже при низких температурах. Поэтому увеличивается их подвижность. Электронные энергетические уровни в тонких КЯ (CdTe) сильно поднимаются за счет квантового размерного эффек­

та.	Так как	эффективный g -фактор в слое C d^M nxT e (в	барье­
ре)	на два	порядка больше, чем в CdTe (КЯ) при низких	темпе­

ратурах, то высота барьера при наличии магнитного поля сильно понизится. В результате основное донорное состояние в барьерном слое станет равным или меньшим электронного энергетического уровня в КЯ. При этом электроны из КЯ снова будут захвачены их донорами в барьерном слое. Таким образом происходит «маг­ нитное вымораживание». Реализация этого процесса зависит от сдвига края зоны проводимости барьерного слоя Cdi_xMnxTe : In [130]. Рассмотренные в § 5.8, 5.9 свойства сверхрешеток опреде­ ляют их применения в магнитооптике.

5.10. СВОЙСТВА И ПРИМЕНЕНИЯ КВАЗИАТОМНЫХ СВЕРХРЕШЕТОК

В гл. 4 рассмотрены свойства структур с КЯ со сложным до­ полнительным потенциалом, например нитевидная структура кван­ товых ям — полупроводниковые нити (проволоки) GaAs с сече­ нием до 20x20 нм в матрице Gai_xAl;cAs; «квантовые диски» —■ двумерные островки гетероструктур с размером в плоскости около 50 нм и т. д. Согласно идее Ватанабе возможно создание полу­ проводниковой Iетероструктуры с дополнительным сферически симметричным потенциалом — квазиатомной гетероструктуры, так называемого «сверхатома» [131]. Сверхатом состоит из сфериче­ скою ядра одного полупроводникового материала, селективно-ле­ гированного донорами, окруженного беспримесной матрицей из материала с меньшей шириной запрещенной зоны. Донорные электроны стекают в матрицу, а ядро получает положительный заряд, который определяется количеством допоров Z. В зависи­ мое! и or предела растворимости примеси в материале ядра, нап­ ример при диаметре ядра d — 10 им, величина Z может достигать нескольких десятков и даже превосходить порядковые номера всех известных элементов таблицы Менделеева. Минимальный размер диаметра ядра, при котором применим мезоскопический подход - - рассмотрение сверхструктур промежуточных размеров, — состав­ ляет около 3 нм.

Расчет сверхагома с ядром Alo,35Gao,6sAs и матрицей GaAs проведен в [132]. Состояние сверхатома описывается нереляти­ вистским уравнением Шредингера

(5.99)

где 1Р — радиальная часть волновой функции; <8 — энергия сис­ темы; I — орбитальное квантовое число; г — расстояние от центра ядра; т — масса частицы. Д ля сверхатома т — эффективная мас­ са электрона, которая может быть разной для материалов ядра и матрицы. Эффективный потенциал сверхатома V считается сфери­ чески симметричным и имеет следующий вид:

F (г) ~	V0 0 (г0 - г) V„ (г) -Ь Fx (г) + V*c (г).	(5.100)
Здесь Го — радиус ядра; V0 — положительный перепад миниму­
мов зон	проводимости ядра и матрицы; 0 (х )= О , лг<0;	0 (x ) = l,

х ^ 0 ; Кя (г) — потенциал ионизованных доноров. Потенциал Хартри Vx и обменно-корреляционный потенциал Vxc вычисляются на основе принятых для теории взаимодействующего электронного га­ за приближений. При расчете результирующего потенциала учи­ тывается следующее: диаметр ядра сверхатома сравним с общим размером сверхатома; отсутствует сингулярность в начале коорди­ нат. В силу этого более выгодными в атоме оказываются уровни энергии с большими угловыми моментами I, для которых макси­ мум волновой функции лежит дальше от ядра, чем для s -состоя-

234

Рис. 5.14. Вид потенциала сверхатома, описываемо­ V, 10гМзВ
го формулой (5.100)
ний. Расчет,	выполненный для		г0= 1 2 нм и
Z = 20, приводит к		следующей	последова­
тельности уровней		Is, 2р, 3d	в отличие от
стандартной,	присущей обычным атомам
последовательности		Is, 2s, 2р, 3s, 3р, ... По­

тенциал У(г) для указанных значений пара­ метров изображен на рис. 5.14. При измене­ нии параметров Z и г0 можно получать раз­ личные конфигурации уровней. Так, при г0=

= 12 нм основному состоянию отвечает конфигурация ls 22p63d102s2, а при го= 17 нм — конфигурация ls 22p63d102/2 для Z =20. Радиус

сверхатома, условно определяемый	по максимуму радиальной
волновой функции Ч М О состояния 2s	(Z=20, г0 = 12 нм), состав­

ляет примерно 35,5 нм и приблизительно в три раза превышает радиус ядра. Пример расчета показывает, что свойства сверхато­ ма могут широко варьироваться в зависимости от вида потенциала У(г) [73].

Итак, если идею сверхатома реализовать, то будут созданы системы со сферически симметричным потенциалом разнообразно­ го характера и различными свойствами. Электроны в сверхатоме оказываются связанными на определенных атомных орбиталях и локализованными вблизи искусственного ядра. Энергия ионизации сверхатома составляет около 1 мэВ, что позволяет менять его состояние с помощью малых полей. Видимо, возможно будет по­ строение сверхмолекул, кластеров сверхатомов и даже сверхкрис­ таллов. При этом заданную «сверхкристаллическую решетку» можно получать, управляя ее периодом и симметрией [73]. Свой­ ства самих сверхатомов могут быть столь же разнообразны, сколь разнообразны полупроводниковые материалы. В широких преде­ лах могут меняться величина ступеньки У0 и масса квазичастиц. Возможно также существование сверхантиатома, в котором ядро будет легировано акцепторами и иметь отрицательный заряд, а связанными квазичастицами будут дырки. Интересны применения сверхатома со всеми незаполненными оболочками, кроме первой, и с максимальным орбитальным моментом. Высказана идея соз­ дания счетчика одиночных электронов, которым может служить ионизованный сверхатом [73]. В [131] обсуждается возможность создания ячеек памяти на основе массивов сверхатомов.

5.11. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРИНЦИПЫ СОЗДАНИЯ ЭЛЕМЕНТОВ МИКРО-(НАНО)-ЭЛЕКТРОНИКИ НА СВЕРХРЕШЕТКАХ

Как следует из результатов исследования СР — структур с пе­ риодически чередующимися слоями полупроводников, отличаю­ щихся шириной запрещенной зоны, в таких структурах происхо­ дит расщепление энергетического спектра на узкие (порядка 0,1

эВ) разрешенные и запрещенные мини-зоны, в результате чего С Р приобретает ряд специфических свойств, отсутствующих у однород­ ных полупроводников. Так, сильная непараболичность энергети­ ческого спектра обусловливает нелинейный характер высокочас­ тотной проводимости и наличие областей отрицательной проводи­ мости на ВАХ. Эти свойства СР делают их перспективными для создания генераторных, усилительных и преобразовательных уст­ ройств принципиально нового типа. Как показывают численные оценки, высокочастотные свойства СР наиболее эффективно про­ являются в милли- и субмиллиметровом диапазонах волн, где создание традиционных полупроводниковых приборов затрудни­ тельно.

В результате исследования структур, состоящих из череду­ ющихся слоев чистого Ge и его твердого раствора с Si (Gе/ Gei-aSK, xæ 0,05; период 17,5 нм), в режимах детектирования и смещения электромагнитных колебаний миллиметрового диапазо­ на обнаружен ряд явлений, не наблюдающихся в других нелиней­ ных элементах [ЮЗ]. В частности, значение тока постоянного электрического смещения, при котором происходит исчезновение нелинейных свойств СР и, как следствие, исчезновение вольт-ват- тной чувствительности в режиме детектирования и сигнала комби­ национной гармоники в режиме смешения частот, является пос­ тоянной величиной, характерной для данной структуры Это явле­ ние может быть объяснено как эффект индуцированной прозрач­ ности, вызванный постоянным электрическим полем. Полученные характеристики принципиально отличаются от аналогичных зави­ симостей известных нелинейных систем, что свидетельствует о ка­ чественно новом механизме образования нелинейности в объеме СР и дает основание предполагать возможность создания полупро­ водниковых приборов милли- и субмиллиметрового диапазонов, имеющих новые функциональные возможности и области приме­ нения.

Д ля СР, состоящих из чередующихся слоев чистого Ge и его твердого раствора с Si (Ge/Gei-xS ii-xSix, * « 0 ,0 5 ; период 17,5 нм), обнаружен теоретически предсказанный эффект самоиндуцированной прозрачности СР, когда высокочастотный ток при равный

, " / - 4 ~ f : ) s in ( ' f r sin ‘,>' )

в нулях функции Jo, обращается в нуль. Здесь J0=noofed%; Оо — линейная статистическая проводимость СР; d — период СР; т — время релаксации функции распределения; ю, Ео — частота и амплитуда электромагнитного поля; Е* = baled: J0(E0IE*) — мо­ дифицированная функция Бесселя нулевого порядка. Под дейст­ вием интенсивного высокочастотного поля происходит специфиче­ ское перераспределение электронов в мини-зоне, в связи с чем высокочастотная волна не возбуждает электрических токов и С Р ведет себя как линейный диэлектрик. Эффект самоиндуцированной

236

прозрачности является характерным признаком объемной нелиней­ ности, обусловленным квантовыми размерными эффектами, и по­ является только в СР. Это явление открывает широкие возмож­ ности для поиска новых принципов построения полупроводниковых СВЧ-устройств.

Оитоэлектронные процессы в СР, такие как фотоиндуцированные переходы носителей заряда между мини-зонами в энергетиче­ ском спектре СР, а также между донорными уровнями и мини­ зонами, излучательная рекомбинация электрона в слое я-типа и дырки в слое р-тииа легированной СР, определяют применение стр}кт>р со СР в ИК приемных и лазерных устройствах. Чувстви­ тельность к ИК-излучению, например, в СР GaAa/AlGaAs возни­ кает в результате фотовозбужденнй носителей заряда нз первой во вторую мини-зону и из донорного уровня во вторую мини-зону. Второй процесс преобладает при Т< 2 5 К [251]. Отметим, что только свег, поляризованный вдоль оси СР, вызывает электронные переходы между различными мини-зонами. Если электрическое поле световой волны перпендикулярно оси СР, наблюдается обыч­ ное поглощение свободными носителями тока. Например, в фото­ детекторе ИК-излучения с длинами волн 4 мкм, созданном на ос­ нове СР GaAs/AlxGai-xAs, может использоваться поглощение све­ та свободными электронами.

Особенности свойств фотоприемных и лазерных устройств на СР обусловлены спецификой процессов излучательной и безызлу­ чательной (Оже) рекомбинаций в СР. Излучательная и безызлу­ чательная (Оже) рекомбинации электрона в слое я-типа и дырки в слое p -типа зависят от квадрата интеграла перекрытия соответ­ ствующих огибающих волновых функций 4fi,o(z) легированной СР. Для СР с постоянными яд= яа огибающие волновые функции ос­ новного состояния совпадают с волновыми функциями гармониче­ ского осциллятора [111]:

Т«,0 (г) = я -1/4 а " 1/2 ехр ( — гг/2а?),

где а ;= h 1/2(m ;(o,)'1/2-

Поэтому отношение излучательных времен жизни в легирован­

ной С Рт";дг	и в объемном кристалле ТобЛ равно
	,2	d2
lnipl	ac + aeh-ехр
1об	2ас «<л	4 ( a2 + a2ft)

Если Лд= яа= 1018 см -3, dn = dp = dl2 = 40 нм, то т"гр{/тобЛ » Ю13 и излучательное время жизни увеличивается от наносекунд до ча­ сов. Однако если период СР уменьшить всего в два раза, то

Tnfpî/тоб1 « 2 - 1 0 3. Аналогичным образом изменяется и время безизлучателыюй рекомбинации.

В легированных СР наблюдается гигантский фотоотклик, что Является прямым следствием большого времени жизни носителей заряда. Отношение постоянных фотооткликов одного слоя леги-

рованной CP AniVpi и объемного полупроводника Аnôl* определя­

ется как AnhVPi/An{o6 «т"!рг/тобЛ и может превышать 1012. Д ля ле­ гированной СР с dn = d p = 190,0 нм при облучении светом дыроч­ ная проводимость возрастает от 9,3 -10-6 до 7,8-10~* Ом-1 [70].

Лазеры на CP GaAs/AKGai -*As обладают существенно лучши­ ми характеристиками, чем лазеры на двойных гетеропереходах. Минимальное значение порогового тока для лазера на двойном

гетеропереходе /min ~ 500 А/см2, в то время как для лазера	на СР
/mm~ 160 А/см2. Композиционные СР являются лучшими	трех­

мерными лазерными структурами из-за увеличения вероятности из­ лучательных переходов и значительного уменьшения захвата при­ месями и дефектами носителей тока. Кроме того, зависимость от температуры порогового тока у лазеров на СР существенно сла­ бее, чем у лазеров на двойном гетеропереходе, что, по-видимому, связано с увеличением локализации носителей тока.

Поглощение света в легированной СР возможно, если энергия фотонов превышает эффективную энергетическую щель <§Гёэф'° == = 3 ’°g—2Uo+ë?e.,o+ê?hh,o- Зависимость коэффициента поглощения от ширины эффективной энергетической щели и очень большое время жизни приводят к большим нелинейностям оптических свойств легированных СР при малых плотностях возбуждений. Как следствие, в легированных СР можно осуществлять самопрозрачность, так как стационарное значение коэффициента поглоще­ ния, которое соответствует равновесию между генерацией и ре­ комбинацией носителей тока, зависит не только от частоты, но и от интенсивности падающего света. При заданной частоте света наблюдается сильное изменение поглощения света при изменении ею интенсивности. Возможно практическое использование самопрозрачности легированных СР.

Теперь приведем результаты анализа физических причин улуч­ шения характеристик элементов на СР с диодными, транзистор­ ными свойствами по сравнению с их «классическими» аналогами.

На ВАХ структур со СР может наблюдаться не один, а не­ сколько падающих участков, обусловленных резонансным тунне­ лированием электронов между различными энергетическими уров­ нями соседних КЯ. Более того, вследствие неустойчивости равно­ мерного распределения электрического заряда в структурах с ОДП и образования в них областей (доменов) сильного поля подобно тому, как это имеет место в диодах Ганна [26], число всплесков тока и участков ОДП на ВАХ таких диодов может достигать ве­ личин, равных числу периодов сверхрешетки. Подтверждением это­ му может служить приведенная на рис. 5.15 экспериментальная зависимость от напряжения дифференциальной проводимости дио­

да, содержащего N = 49 периодов сверхрешетки	со структурой
GaAs (7,6 HM)/Al0,27Ga0,73As (8,8 нм), измеренная	при 20 К [134].

Механизм формирования такой ВАХ поясняется рис. 5.16, на кото­ ром схематически показан потенциальный рельеф дна зоны прово­ димости СР с двумя резонансными уровнями в каждой КЯ

238

при нескольких значениях разно­

сти потенциалов U. На начальном

участке ВАХ проводимость струк­

туры

обусловлена

резонансным

туннелированием

электронов

между

нижними энергетическими

уровнями

соседних квантовых

ям

(рис.

5 16,а).

Пока

падение

по­

/

2

з

н

и, в

тенциала

на

периоде структуры

Рпс. 5 15. Изменение дифференциаль­

U<i мало по сравнению с шириной

этого уровня

Aéfi/c, разность

по­

ной проводимости структуры,

содер­

жащей 49

периодов

сверхрешетки

тенциалов

U

равномерно распре­

GaAs/Al0t27Oa0,r?As,

or

напряжения

делена

между

N

периодами и

при Т = 20 К

проводимость

СР

максимальна.

При увеличении

U, когда Ud становится сравнимым

с & х1е, тун­

нельный ток резко уменьшается, дифференциальная проводимость СР падает (рис. 5.16,6) и принимает отрицательное значение. При этом вблизи неоднородности структуры, как правило у ее анодного конца, формируется домен сильного поля. Сначала этот домен лсжализуется на одном (N-м) периоде сверхрешетки, сопротивле­ ние которого возрастает до тех пор, пока падение напряжения на

этом	периоде U dN ^U не приблизится	к разности	энергий верх­
него и нижнего резонансных уровней		соседних	квантовых ям:
eUdл	- у —S \ r.Y_n— (A^i+AÜS^), так	что электроны		начинают
туннелировать через верхний резонансный уровень			JV-й	КЯ, отда-

Рис. 5 16 Изменение по­ тенциального рельефа и проводимости участка СР при образовании до­ мена сильного поля

2за

вая избыток энергии (S'г—<S\) решетке (рис. 5.16,в). В результате сопротивление /V-го периода падает и на ВАХ диода наблюдается всплеск тока. При дальнейшем росте U домен сильного поля рас­ ширяется, выводя из резонанса нижний уровень (N— 1)-й КЯ. Ток через диод опять падает, и его дифференциальная проводимость становится отрицательной. Следующий всплеск тока происходит,

когда напряжение на сверхрешетке		возрастает еще		на	еДU —
—<£2.UV-1)—S ’uN -i)— (A^Vl A ^i)	(рис.	5.16,г),	после	чего	домен
сильного поля захватит (N—2)-й	период СР,		и т. д.	При	таком

механизме протекания тока ВАХ диода с достаточно однородной периодической СР имеет N равностоящих участков ОДП.

Возможны и другие способы формирования ОДП при резонанс­ ном туннелировании носителей заряда в СР. Если в СР имеется неоднородный участок, например один из барьерных слоев толще других, то большая часть приложенной к диоду разности потенциа­ лов надает на этом слое, и ОДП на ВАХ возникает из-за рассог­ ласования энергетических подзон примыкающих к нему участков структуры [135]. Падающий участок на ВАХ диода наблюдается, если он содержит СР с моноюнно меняющимся периодом [136]. Таким образом, использование резонансного туннелирования в СР позволяет реализовать диоды с многозначными ВАХ самой раз­ личной формы. Такие диоды могут использоваться в цифровой технике.

Возможно создание структур с транзисторными свойствами на легированных СР. Особенностью проводимости легированных СР является то, что электронный и дырочный вклад в проводимость вдоль слоев можно полностью отделить друг от друга, используя раздельные электроды Электроды n v(р+)-типов имеют омический контакт со всеми слоями п(р)-тина и блокирующий ря-контакт со

всеми слоями р (я) -типа. Таким образом, два	электрода	я+-типа
обеспечат отдельное измерение электронного	вклада	в прово­

димость, а два электрода р+-типа — дырочного. Внешнее напряже­ ние U»р, приложенное между электродами п+- и р+-типов, приво­ дит к инжекции электронов и дырок до тех пор, пока с ним не сравняется разность уровней Ферми электронов и дырок. Элект­ ронная проводимость одного слоя легированной сверхрешетки GaAs с dn —d], = 70 нм, яд— яа— 1018 см-3 может изменяться от ну­ ля до 1,8-10~6 Ом-1, а дырочная — от 1,8-10~5 Ом-1 до 5,3-10~в Ом-1. Поэтому возможно использование легированных СР в каче­ стве биполярных транзисторов, которые в отличие от обычных по­ левых транзисторов являются объемными приборами.

Кроме рассмотренного нового класса элементов на СР с ши­ роким спектром функциональных возможностей разрабатываются новые типы «классических» транзисторов с затвором, эмиттером, базой на основе СР [137, 138]. Для таких транзисторов с резонан­ сным туннелированием через СР характерны ВАХ сложной фор­ мы, сочетающие участки с положительной крутизной, положение которых регулируется изменением структуры транзисторов, выбо­ ром режима работы. Д ля биполярного транзистора, в котором ис-