WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Костюченко Владимир Яковлевич

ФОТОЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ И МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИХ И РЕКОМБИНАЦИОННО-ДИФФУЗИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В УЗКОЗОННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ

01.04.01 – «Приборы и методы экспериментальной физики»

Автореферат диссертации на соискание учёной степени доктора физико-математических наук

Барнаул – 2012

Работа выполнена в ФГБОУ ВПО «Сибирская государственная геодезическая академия».

Научный консультант – доктор физико-математических наук, профессор Войцеховский Александр Васильевич.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Попов Валерий Андреевич;

доктор физико-математических наук, профессор Пчеляков Олег Петрович;

доктор физико-математических наук, доцент Архинчеев Валерий Ефимович.

Ведущая организация – ФГБОУ ВПО «Московский государственный технический университет радиотехники, электроники и автоматики».

Защита состоится « » 2012 г. в час.

на заседании диссертационного совета Д 212.005.при ФГБОУ ВПО «Алтайский государственный университет» по адресу:

656049, г. Барнаул, пр-т Ленина, 61.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Алтайского государственного университета.

Автореферат разослан « ».

Учёный секретарь диссертационного совета Рудер Д.Д.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Важной практической задачей современной оптоэлектроники является усовершенствование известных и создание новых фотоприёмных устройств (ФПУ) инфракрасного диапазона. Большая часть ФПУ для этого диапазона изготавливается на основе узкозонных полупроводниковых соединений (InSb, InAs, PbSnTe, CdHgTe и др.).

В настоящее время для изготовления ФПУ с фотоэлементами в виде n-p-пе- реходов используются преимущественно плёнки p-типа тройных растворов кадмий – ртуть – теллур (КРТ) CdxHg1-xTe (x – мольный состав Cd) [1], толщина d которых сравнима с длиной диффузии L (d L) неосновных носителей заряда (ННЗ). Плёнки КРТ выращиваются методом жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ) или молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Для улучшения характеристик ФПУ в настоящее время выращиваются плёнки КРТ со сложным профилем мольного состава кадмия x – гетероэпитаксиальные структуры (ГЭС). В ИФП СО РАН им. А.В. Ржанова разработана оригинальная технология выращивания методом МЛЭ плёнок КРТ [2] с приграничными варизонными слоями, которые уменьшают скорость поверхностной рекомбинации носителей заряда [3].

При выборе плёнок для изготовления ФПУ с требуемыми характеристиками необходимо знать точные значения параметров материала: равновесную концентрацию р0 и подвижность µ основных носителей заряда (дырок), рер комбинационно-диффузионные параметры материала, такие как времена жизни электронов n и дырок в объёме, подвижность µn неосновных носителей p заряда (электронов), скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда на свободной и связанной с подложкой границах плёнки S1 и S2, соответственно. В свою очередь, значения времен жизни электронов n и дырок в объp ёме определяются параметрами рекомбинационных центров (РЦ): концентрацией Nt и энергией залегания РЦ Et, коэффициентами захвата электронов Cn и дырок C на РЦ.

p Применение традиционных методов определения этих параметров в ГЭС КРТ р-типа затруднено сложностью выделения вкладов в процессы рекомбинации и диффузии ННЗ различных слоев структуры, а также относительной малостью значений их времени жизни и диффузионной длины. Применение метода релаксационной спектроскопии глубоких уровней для измерений параметров РЦ в КРТ с мольным составом Cd х 0,22 затруднено следующими причинами:

во-первых, малая ширина запрещённой зоны требует использования гелиевых температур, во-вторых, трудно изготовить p-n переход на таком материале, который не имел бы туннельного пробоя при низких температурах. Поэтому актуальным является развитие новых, особенно бесконтактных, методов обнаружения РЦ и изучения их влияния на свойства полупроводников.

В связи с этим возникает проблема разработки методов определения указанных параметров в ГЭС (d L) CdxHg1-xTe p-типа с мольным составом Cd x 0,и создания экспериментальной измерительной установки, которая позволила бы последовательно применять эти методы для одновременного определения всего комплекса параметров. Кроме того, требуется определять указанные параметры для центрального однородного по составу х слоя ГЭС КРТ р-типа, не разрушая приповерхностные варизонные слои. Поэтому особую актуальность представляет разработка нового комплекса методов неразрушающих контактных исследований не только ГЭС КРТ р-типа, но и ГЭС узкозонных полупроводников р-типа, которые используются при создании принципиально новых полупроводниковых оптоэлектронных приборов на основе микро- и наноэлектроники. В качестве модельного объекта исследований был выбран InSb n-типа как наиболее изученный узкозонный полупроводник.

Для разработки комплекса методов определения указанных параметров в плёнках (d < L) р-типа (x 0,2) CdxHg1-xTe, помещённых в стационарные скреr r r щенные электрическое и магнитное поля ( E B, где E - напряжённость элекr трического поля и B - индукция магнитного поля), необходимо было теоретически и экспериментально исследовать поведение фотогенерированных носителей заряда методом стационарной фотопроводимости (ФП) в магнитном поле r r r r r для геометрии Фарадея (k B, B E, где k – волновой вектор излучения), а также совместными методами фотомагнитного эффекта r(ФМЭ) rи стационарной r r r r ФП в магнитном поле для геометрии Фойгта (k B, k E, B E ). К началу выполнения настоящей диссертационной работы в литературе не были описаны подобные методы для структур ЖФЭ КРТ p-типа, в которых мольный состав x изменяется линейно по толщине, а также для структур МЛЭ КРТ p-типа с варизонными приграничными областями.

С появлением работ [4], в которых был разработан метод определения энергетических параметров РЦ в узкозонных полупроводниках при оптических переходах между РЦ и квантовыми электронными состояниями в сильном магнитном поле (МОЭ – магнитооптические эффекты), необходимо было развитие этого метода для бесконтактного определения энергии ионизации РЦ в вырожденном InSb n-типа.

Таким образом, актуальность темы обусловлена необходимостью разработки новых методов определения электрофизических и рекомбинационнодиффузионных параметров носителей заряда в плёнках (d < L) и гетероэпитаксиальных структурах узкозонных полупроводников р-типа со сложным профилем ширины запрещенной зоны.

Целью работы является решение проблемы создания комплекса методов и аппаратуры для определения электрофизических и рекомбинационно-диффу- зионных параметров носителей заряда в эпитаксиальных плёнках и плёночных структурах (d L) узкозонных полупроводников р-типа, а также развитие локального бесконтактного магнитооптического метода регистрации и измерения энергии ионизации РЦ в узкозонных вырожденных полупроводниках n-типа.

Для достижения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:

– провести анализ с целью выявления недостатков современных аппаратурных средств и методов, применяемых для определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров узкозонных полупроводников р-типа и плёночных структур (d L) на их основе;

– разработать и создать экспериментальные установки для измерений холловского напряжения, магнитосопротивления, ФМЭ, ФП в магнитном поле (геометрии Фарадея и Фойгта) в узкозонных полупроводниках и пленочных структурах на их основе;

– построить с целью разработки новых методов определения параметров основных и неосновных носителей заряда модели, описывающие экспериментальные зависимости от индукции магнитного поля ФМЭ, ФП для двух геометрий (Т = 77–125 K) в плёнках и плёночных структурах (d L) кадмий – ртуть – теллур (x 0,2) р-типа;

– определить раздельные вклады фотогенерированных электронов и дырок в ФП для геометрии Фарадея;

– разработать, исходя из результатов исследований ФП в геометрии Фарадея (Т = 77–125 К), методы определения подвижности неосновных носителей заряда (электронов), отношения времени жизни носителей заряда и концентрации рекомбинационных центров в гетероэпитаксиальных структурах кадмий – ртуть – теллур p-типа. Проанализировать погрешности определения этих параметров;

– разработать методы определения рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в гетероэпитаксиальных структурах кадмий – ртуть – теллур р-типа таких, как время жизни электронов в объеме, скорости рекомбинации носителей заряда на поверхностях плёнки;

– создать комплекс аппаратурных средств, реализованных на одной установке, и методов определения электрофизических и рекомбинационнодиффузионных параметров основных и неосновных носителей заряда;

– апробировать предложенный комплекс определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда на гетероэпитаксиальных структурах (d L) МЛЭ кадмий – ртуть – теллур р-типа:

• исследовать:

– температурные зависимости подвижности электронов;

– магнитополевые зависимости ФП в геометрии Фарадея при смешанной проводимости;

– ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фарадея в структурах со встроенными нанослоями в варизонных приграничных областях;

• разработать метод измерения нормальной и латеральной компонент силы «темнового» тока n-p фотодиодов;

• оценить параметры РЦ по температурной зависимости времени жизни электронов и по зависимости значения отношения времени жизни носителей заряда от концентрации равновесных дырок;

– развить локальный бесконтактный магнитооптический метод регистрации и измерения энергии ионизации РЦ для вырожденного InSb n-типа.

Объектом исследований являются методы определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров основных и неосновных носителей заряда в узкозонных полупроводниках и ГЭС (d L) р-типа на их основе.

Предметом исследований являются InSb n-типа; плёнки n- и p-типа КРТ (x 0,2), выращенные методом ЖФЭ на подложках из CdTe (CdxHg1-xTe/CdTe);

плёнки КРТ (x 0,2 и x 0,3) p-типа, выращенные методом МЛЭ на подложках из GaAs ориентации (013) без варизонных и с варизонными приграничными областями, а также со встроенными нанослоями в варизонных областях.

Для решения поставленных задач применялись теоретические и экспериментальные методы исследований. Теоретическим методом исследовано поведение фотогенерированных носителей заряда в плёнках и плёночных структурах (d L) узкозонных полупроводников р-типа, помещенных в стационарr r ные скрещенные электрическое и магнитное поля ( E B ).

Экспериментальными методами измерения холловского напряжения и магнитосопротивления определялись концентрации и подвижности основных носителей заряда в ГЭС ЖФЭ КРТ и InSb n-типа. Для эпитаксиальных плёнок ГЭС МЛЭ КРТ p-типа с приграничными варизонными областями концентрации и подвижности основных носителей заряда определялись по результатам измерений магнитополевых зависимостей холловского напряжения и магнитосопротивления методом «спектра подвижности» и так называемой многозонной подгонкой. Экспериментальные методы также включали ФМЭ и стационарную ФП (геометрии Фойгта и Фарадея) в магнитном поле с индукцией от 0 до 2 Тл для температурного диапазона от 77 до 300 К. При гелиевой температуре в геометрии Фойгта исследовались магнитосопротивление, магнитопоглощение и их поляризационные зависимости в InSb n-типа при монохроматической подсветке с длиной волны от 5 до 6 мкм, что соответствовало энергии фотона меньшей ширины запрещенной зоны. Исследования для геометрии Фарадея также проводились на невырожденном InSb n-типа при T = 4,2 К в сильном магнитном поле (до 10 Тл) сверхпроводящего соленоида. Рекомбинационно-диффузионные параметры плёнок находились методом наименьших квадратов с использованием численного метода нелинейной оптимизации Хука – Дживса из соответствия теоретических выражений экспериментальным данным.

Научная новизна. На основе совместного анализа ФМЭ и ФП (геометрии Фарадея и Фойгта) дано научное обоснование разработки методов определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров основных и неосновных носителей заряда в плёнках (d L) узкозонных полупроводников р-типа. Создан автоматизированный фотоэлектромагнитный комплекс аппаратурных средств и новых методов, позволяющих получать наиболее полную информацию об указанных параметрах носителей заряда в плёнках КРТ p-типа.

При этом впервые:

– определены на основе анализа магнитополевой зависимости ФП в геометрии Фарадея раздельные вклады фотогенерированных электронов и дырок в сигнал ФП;

– предложен на основе анализа магнитополевых зависимостей электронной компоненты ФП в геометрии Фарадея метод определения подвижности неосновных носителей заряда (электронов);

– разработаны методы определения отношения времени жизни носителей заряда и концентрации рекомбинационных центров по магнитополевой зависимости ФП в геометрии Фарадея;

– оценены в ГЭС МЛЭ КРТ p-типа параметры рекомбинационных центров: энергия залегания, коэффициенты захвата электронов и дырок на рекомбинационные центры;

– разработан на основе анализа магнитополевых зависимостей ФМЭ и ФП в геометрии Фойгта метод определения времени жизни электронов в объеме, скорости рекомбинации носителей заряда на поверхностях плёнки;

– развит для вырожденного InSb n-типа локальный бесконтактный магнитооптический метод регистрации РЦ и измерения их энергии ионизации.

Практическая значимость работы заключается в следующем:

– разработан фотоэлектромагнитный комплекс аппаратурных и методических средств, позволяющий определять параметры основных и неосновных носителей заряда в эпитаксиальных плёнках и плёночных структурах (d L) КРТ р-типа: концентрацию и подвижность основных носителей заряда (дырок), времена жизни электронов и дырок в объёме, подвижность неосновных носителей заряда (электронов), скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда на поверхностях плёнки, что позволило получать на одной установке наиболее полную и достоверную информацию, характеризующую процессы диффузии и рекомбинации неосновных носителей заряда;

– для вырожденного InSb n-типа развит локальный бесконтактный магнитооптический метод регистрации и измерения энергии ионизации РЦ. Предложенным методом определены ранее не наблюдаемые РЦ с энергией залегания 200 мэВ;

– разработанным методом при температуре 77 К определена подвижность неосновных носителей заряда (электронов) в ЖФЭ и МЛЭ КРТ p-типа. Для исследованных ЖФЭ образцов значение подвижности лежит в интервале от 4 до 6 м2/(В·с), а для МЛЭ образцов – от 5 до 8 м2/(В·с);

– для гетероэпитаксиальных структур с варизонными приграничными областями МЛЭ КРТ р-типа:

• вычислены значения отношения времени жизни дырок и электронов, которые лежат в интервале 5–30;

• оценены параметры РЦ: энергия залегания РЦ (Et 53 мэВ), коэффициенты захвата электронов и дырок на РЦ Cn 2,3 10-12 м-3/с и Cp 8,6 10-16 м-3/с, соответственно. Концентрация РЦ изменялась в диапазоне от 2,5 1019 до 5,0 1020 м-3. Энергия Et лежит близко к середине запрещённой зоны, что согласуется с опубликованными данными;

• из магнитополевых зависимостей ФП в геометрии Фойгта и ФМЭ (Т = 77 К) вычислены разработанным методом рекомбинационнодиффузионные параметры структур: время жизни электронов в объеме, скорости поверхностной рекомбинации. Значения скорости поверхностной рекомбинации лежат в диапазоне от 30 до 150 м/с, что по порядку величины совпадает с рекордно низкими значениями для образцов КРТ p-типа, пассивированных ZnS или CdTe [5].

Реализация результатов исследований. Разработанные методы и аппаратурные средства использовались при выполнении НИР ИФП им. А.В. Ржанова СО РАН «Продукт», «Каскад-3», госбюджетных НИР при СГГА № 1.8.94Д «Разработка фотомагнитной методики и создание установки для диагностики рекомбинационных параметров в плёночных структурах узкозонных полупроводников» и 1.3.09 «Изучение рекомбинационных и диффузионных свойств неравновесного электронно-дырочного газа в полупроводниковых узкозонных плёнках с варизонными приграничными слоями».

Достоверность результатов исследований подтверждена: использованием при проведении измерений современных приборов и методик; соответствием полученных экспериментальных данных развиваемым в работе физикоматематическим моделям; апробацией разработанных методик на большом числе образцов; совпадением значений параметров, определенных с использованием разработанного комплекса методов, со значениями, вычисленными другими авторами с использованием известных методик измерений; апробацией представленных результатов на отечественных и зарубежных конференциях.

На защиту выносятся:

– методы определения (T = 77–125 К) параметров полупроводникового твердого раствора кадмий – ртуть – теллур (CdxHg1-xTe, где x 0,2 - мольный состав Cd) р-типа, основанные на измеренных магнитополевых зависимостях стационарной ФП в геометрии Фарадея. Предлагаются методы определения подвижности неосновных носителей заряда (электронов), отношения времени жизни носителей заряда в объеме пленки и концентрации рекомбинационных центров;

– методы определения параметров при азотных температурах в плёнках и гетероэпитаксиальных структурах (d L, где d - толщина плёнки, L - длина диффузии неосновных носителей заряда) кадмий – ртуть – теллур (x 0,2) р-типа, основанные на совместном анализе магнитополевых зависимостей ФМЭ и стационарной ФП для геометрии Фойгта. Предлагаются методы определения времени жизни электронов в плёнке, скоростей поверхностной рекомбинации носителей заряда на свободной поверхности плёнки и на границе раздела плёнка – подложка;

– автоматизированный комплекс аппаратурных средств и методов определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров основных и неосновных носителей заряда в эпитаксиальных плёнках и плёночных структурах (d L) кадмий – ртуть – теллур р-типа;

– результаты, полученные с использованием фотоэлектромагнитного комплекса, для гетероэпитаксиальных плёнок (с варизонными приграничными областями) кадмий – ртуть – теллур р-типа (x 0,2), выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии:

• зависимость подвижности неосновных носителей заряда (электронов) от температуры (T = 77–300 К) описывается выражением µn = A (T/77)–k, где A = (5–8 м2/Вс), k = 1,3–1,5. Такая зависимость обусловлена рассеянием ННЗ на колебаниях решётки;

• при смешанной проводимости (T = 135–175 К) на экспериментальных магнитнополевых зависимостях ФП в геометрии Фарадея наблюдается максимум (при В 0), обусловленный сильным магнитосопротивлением равновесных носителей заряда;

• для пленок оценены значения энергии залегания рекомбинационных центров, коэффициенты захвата электронов и дырок на объёмные рекомбинационные центры:

- по температурной зависимости времени жизни электронов;

- по зависимости отношения времени жизни носителей заряда от концентрации равновесных дырок;

• новый метод определения при температуре жидкого азота нормальной и латеральной компонент силы «темнового» тока n-p-фотодиодов (обратное смещение) в многоэлементных фотовольтаических фотоприемниках по измерению зависимости величины тока от индукции магнитного поля, что также может быть использовано для исключения взаимного влияния фотодиодов;

– локальный бесконтактный магнитооптический метод регистрации рекомбинационных центров и измерения их энергии ионизации в вырожденном InSb n-типа.

Апробация работы. Результаты, полученные в данной работе, докладывались на II Всесоюзной школе-семинаре молодых учёных «Физика и материаловедение полупроводников с глубокими уровнями» (г. Черновцы, 1988 г.); на II Всесоюзном семинаре по проблеме «Физика и химия полупроводников» (г. Павлодар, 1989 г.); на III Международной конференции ЕХМАТЕС–(г. Фрайбург, Германия, 1996 г.); на Международной конференции «Квантовый эффект Холла и гетероструктуры» (г. Вюрцбург, Германия, 2001 г.); на 1-й Украинской конференции по физике полупроводников (г. Одесса, Украина, 2002 г.);

на Российских совещаниях Фотоника–2003, Фотоника–2008 и Фотоника-20(г. Новосибирск, 2003 г., 2008 г. и 2011 г.); на XIX и XXI Международной научно-технической конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения (г. Москва, 2006 г. и 2010 г.); на Всероссийской научно-технической конференции «Наука. Промышленность. Оборона» (г. Новосибирск, НГТУ, 2007 г.

и 2009 г.); на Международной Сибирской школе–семинаре по электронным приборам и материалам EDM–2004, EDM–2005, EDM–2006, EDM–20и EDM–2011(Эрлагол, Россия, 2004–2007 и 2011 гг.); на Международном научном конгрессе «ГЕО-Сибирь-2005, 2006, 2007, 2008, 2009, 2011» (г. Новосибирск, СГГА, 2005–2009 и 2011 гг.), на 14-й Международной конференции, посвящённой соединениям А2В6 (г. Санкт-Петербург, Россия, 23–28 августа 2009 г.).

Публикации. По материалам диссертации опубликованы 54 научные работы, в том числе 17 публикаций в журналах, которые входят в перечень периодических научных изданий, рекомендуемых ВАК для публикации научных работ, отражающих основное научное содержание докторских диссертаций. Перечень основных работ приведён в конце автореферата.

Личный вклад автора в экспериментальную физику заключается в разработке фотоэлектромагнитных методов определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в плёнках узкозонных полупроводников (d L) р-типа, что позволяет квалифицировать это как создание основ научного направления в области разработки новых методов и средств экспериментальной физики. Диссертационная работа – результат обобщения многолетних исследований, часть которых получена совместно с сотрудниками Института физики полупроводников им. А.В. Ржанова СО РАН.

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из введения, семи глав, заключения и списка литературы, включающего 250 наименований. Работа изложена на 286 страницах, содержит 71 рисунок и 13 таблиц.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении дана общая характеристика работы: актуальность темы диссертации; цель работы и основные задачи, решаемые для достижения цели;

объект, предмет и методы исследований; научная новизна, практическая значимость и достоверность результатов работы, а также их реализация; основные положения, выносимые на защиту; сведения об апробации работы и личный вклад автора в полученные результаты; структура, объём диссертации и краткое её изложение по главам.

Первая глава посвящена обзору работ, описывающих методы определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в таких узкозонных полупроводниковых материалах, как InSb и КРТ, а также магнитооптические методы регистрации и измерения энергии ионизации РЦ.

Для узкозонных полупроводников, характеризующихся, как правило, относительно малым значением времени жизни носителей заряда, используются методы как стационарной, так и релаксационной ФП, например, бесконтактный СВЧ-метод. Для применения метода стационарной ФП необходимо знать значения параметров материала, таких как подвижность неосновных носителей заряда, коэффициент поглощения излучения и квантовый выход фотогенерированных носителей заряда. Для метода релаксационной ФП возникает ограничение на длительность фронта спада импульса излучения, который должен быть много меньше времени жизни носителей заряда. Для тонких полупроводниковых плёнок (d L) р-типа эти методы позволяют определять лишь эффективное время жизни с учетом поверхностной рекомбинации носителей заряда, затрудняющей нахождение n ННЗ в объеме пленок. Применение методов ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фойгта позволяет определять раздельные вклады в рекомбинацию носителей заряда объема и поверхностей полупроводника, а также вычислять относительно малые времена жизни неравновесных носителей заряда.

Для эпитаксиальных пленок КРТ р-типа с x 0,22 подвижность ННЗ определяется в основном из анализа магнитополевых зависимостей холловского напряжения и магнитосопротивления методами многозонной подгонки или методом «спектра подвижности». Эти методы определения µn при температурах меньше 100 К дают большую погрешность вследствие того, что концентрация электронов слишком мала, чтобы влиять на холловское напряжение и магнитосопротивление. Для существующего метода определения подвижности электронов из измерения магнитополевых зависимостей сигнала эффекта Холла при освещении (фото-Холл) не учитывается наличие РЦ и предполагается, что концентрации неравновесных дырок и электронов одинаковы. Кроме того, для применения этого метода требуется однородная засветка всего образца, что может приводить к появлению на контактах образца фото-ЭДС.

Для достижения поставленной цели фотомагнитные методы являются наиболее подходящими. Этими методами могут быть определены времена жизни n и в объёме, подвижность µn ННЗ, скорости поверхностной рекомбинаp ции носителей заряда на границах плёнки S1 и S2. Для плёнок КРТ р-типа определение этих параметров из ФМЭ затруднено, так как ФМЭ зависит от большого количества неизвестных параметров. Поэтому применяется метод компенсации фотомагнитной ЭДС фототоком ФП, что позволяет исключить интенсивность генерации носителей заряда и повысить точность определения параметров. Однако при этом не анализируются магнитополевые зависимости ФП.

При определении рекомбинационных параметров пленок (d L) р-типа применяются два основных способа обработки результатов измерений ФМЭ и ФП.

В первом случае используется упрощённая теоретическая модель, и экспериментальные данные удается объяснить скорее качественно, чем количественно.

Во втором случае проводится подгонка теоретических выражений под экспериментальные данные с использованием рекомбинационно-диффузионных параметров в качестве подгоночных. Большое число одновременно подгоняемых параметров ухудшает достоверность получаемых результатов. Поэтому возникла необходимость определять ряд параметров независимо, используя новые дополнительно разработанные методы.

Из обзора следует, что классические методы определения рекомбинационно-диффузионных параметров в плёнках КРТ p-типа имеют ряд ограничений, связанных с трудностями измерений при низких температурах как относительно малых значений времени жизни ННЗ, так и их подвижности. Существенными ограничениями является трудность разделения рекомбинации в объёме и на поверхности пленки. Кроме того, для ГЭС МЛЭ КРТ (d L) p-типа сложно определить вклады различных слоев структуры в процессы диффузии и рекомбинации носителей заряда. ФМЭ и ФП в магнитном поле свободны от этих недостатков и поэтому являются одними из наиболее информативных методов изучения неравновесных процессов в узкозонных полупроводниках. В узкозонных полупроводниках р-типа при низких температурах доминирует рекомбинация носителей заряда по типу Шокли – Рида – Холла, которая определяется параметрами РЦ. Применение метода релаксационной спектроскопии для измерений параметров РЦ в КРТ с х 0,22 затруднено, так как требуются гелиевые температуры и проблематично изготовление n-p перехода, не имеющего туннельного пробоя при этих температурах.

В вырожденном InSb n-типа, как было показано в работе [4], при поглощении монохроматического излучения свободными носителями заряда возникает высокочастотная проводимость, в которой, в отличие от статической проводимости, участвуют все электроны, находящиеся в зоне проводимости под уровнем Ферми. Резонанс высокочастотной проводимости наступает всякий раз, когда уровень Ферми пересекает дно очередного уровня Ландау (эффект Шубникова – де Гааза). На основании оптического эффекта Шубникова – де Гааза была предложена методика бесконтактного определения концентрации свободных электронов в вырожденном InSb n-типа. Для разработки магнитооптических бесконтактных методов в вырожденных узкозонных полупроводниках возникла необходимость наблюдения в пропускании света резонансной структуры, связанной с РЦ, на фоне оптического эффекта Шубникова – де Гааза. Это позволяло развить методику бесконтактной регистрации и определения энергии ионизации РЦ.

На основе сделанного обзора выбраны способ фотогенерации носителей заряда в пленках КРТ и методы определения в них электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров основных и неосновных носителей заряда, а также магнитооптические методы регистрации и измерения энергии ионизации РЦ в образцах вырожденного InSb n-типа. В конце главы указаны цель работы и задачи для решения поставленной цели.

Во второй главе рассмотрены разработанные и созданные аппаратурные комплексы для измерений сигналов холловского напряжения, магнитосопротивления и фотоэлектромагнитных эффектов, а также для регистрации магнитооптических резонансов в узкозонных полупроводниках. Описаны способы подготовки образцов для измерений, конструкции держателей для образцов.

Для регистраций магнитооптических резонансов и измерений фотоэлектромагнитных эффектов в узкозонных полупроводниках был разработан и создан совместно с сотрудниками ИФП им. А.В. Ржанова СО РАН аппаратурный комплекс (рисунок 1). На этом комплексе отработаны методики измерений ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фойгта на образцах InSb n-типа при азотных температурах, измерены резонансные структуры магнитосопротивления и пропускания света на образцах InSb n-типа в сильном квантующем магнитном поле при гелиевых температурах. На комплексе также измерены ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фойгта на ГЭС ЖФЭ КРТ.

Образец полупроводника 1 помещается в криостат 2 в жидкий азот или гелий. Для устранения кипения температура понижается откачкой в жидком азоте до 64 K, в гелии – до 1,8 K. Криостат помещается между полюсами электромагнита 3, через обмотки которого пропускается постоянный ток от источника 4, обеспечивающего плавную развёртку тока до 40 A, что соответствует индукции магнитного поля 1,5 Тл. Для точного прописывания резонансов используются дополнительные катушки 5, обеспечивающие плавную развёртку по магнитному полю в пределах ± 0,04 Тл. Через катушки пропускается электрический ток от источника 6. Дополнительные катушки применяются при исследованиях резонансных структур МОЭ с участием РЦ в образцах InSb n-типа.

Индукция магнитного поля измеряется датчиком Холла 7, через который пропускается постоянный ток от источника 8. Сигналы с датчика Холла подаются на цифровой вольтметр 9 и на X-координату двухкоординатного самописца 10. Для исключения шунтирования датчика Холла малым входным сопротивлением самописца используется потенциометр Ф-112/1 11. С помощью магазина сопротивлений 12 устанавливается масштаб на шкале самописца.

Рисунок 1 – Блок-схема экспериментальной установки При измерениях ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фойгта на ГЭС ЖФЭ КРТ генерация носителей заряда осуществляется излучением He-Ne лазера (ЛГ-126) (13) с = 3,39 мкм. Для исследований магнитооптических явлений в InSb n-типа применяется специально спроектированный и изготовленный СО-лазер 14. Лазер генерирует целый набор линий в области от 4,до 6,2 мкм.

Для контроля стабильности мощности излучения He-Ne лазера был спроектирован и создан дополнительный блок установки. Малая часть мощности излучения He-Ne лазера отражается от полупрозрачной пластинки 15, затем модулируется механической вертушкой 16 и направляется на фотосопротивление 19. Электрический сигнал с фотосопротивления подается на селективный усилитель с синхронным детектором Unipan-232 18. Опорный сигнал подается на усилитель 18 c фотодиода 17 на частоте механического прерывания излучения. Зависимость мощности лазера от времени записывается на однокоординатном самописце 20. Экспериментальные кривые, измеренные во время нестабильной работы лазера, отбраковываются и не анализируются.

Излучение He-Ne лазера 13, отражаясь от зеркала, проходит через механическую вертушку 22, которая модулирует излучение. Мощность излучения при необходимости измеряется непосредственно перед образцом с помощью измерителя мощности ИМO-2 28. Для визуального контроля сигнала при настройке аппаратуры используется осциллограф 29. Далее излучение попадает на исследуемую плёнку ЖФЭ КРТ или образец InSb. При измерениях ФП и холловских напряжений через образец пропускается постоянный ток от источника 32 c внутренним электропитанием от батареек, а при измерении ФМЭ ток через образец не проходит. Сигналы ФМЭ и ФП с образца 1 подаются на селективный усилитель с синхронным детектором 27, опорным сигналом является сигнал, подаваемый с фотодиода 23. Усиленный сигнал ФМЭ или ФП с усилителя 27 подается на Y-координату двухкоординатного самописца 10.

При исследовании магнитооптических резонансов в InSb n-типа излучение СО-лазера направляется на съёмное зеркало 21 и далее входит в оптический канал установки. При необходимости излучение перед образцом модулируется вертушкой 22 и длиннофокусной линзой 24 собирается в пятно диаметром примерно 200 мкм, а затем направляется на образец 1. Оптический сигнал выходит из образца 1 и, проходя через линзу с коротким фокусным расстоянием, входит в монохроматор 25, с помощью которого контролируются параметры излучения. Далее излучение направляется на фотосопротивление 26. Сигнал c фотосопротивления усиливается селективным синхронным детектором Unipan-232 27, на который подается переменное напряжение с фотодиода 23. Затем усиленный и выпрямленный сигнал подается на Y-координату самописца 10, на X-коорди- нату подается напряжение, пропорциональное индукции магнитного поля.

Для регистрации резонансов при магнитооптическом поглощении в InSb n-типа применяется методика модуляции магнитного поля и синхронное детектирование на второй гармонике. Модуляция магнитного поля осуществляется c помощью небольшой катушки 30, расположенной непосредственно на держателе. Через катушку пропускается переменный ток частотой 390 Гц от звукового генератора 31. При исследованиях магнитооптических резонансов слабые электрические сигналы c образца или с фотоприёмника подаются на систему, состоящую из согласующего трансформатора 33 типа Unipan -233.7.1 (30 дБ), предварительного усилителя 34 типа Unipan -233.7 (20 дБ) и фильтра 35 низкой частоты (-5 дБ). Фильтр настроен на частоту 780 Гц и применяется для подавления большого сигнала первой гармоники (390 Гц), так как фазовый детектор 27 при измерениях на частоте второй гармоники не обеспечивает необходимого подавления большого сигнала первой гармоники. Затем сигнал подается на селективный усилитель с синхронным детектором Unipan-232 27 и далее на Y-координату самописца 10. В качестве опорного сигнала используется напряжение c удвоителя частоты 36.

Измерения магнитосопротивления (2 / B2 ) на невырожденном образце InSb n-типа (n = 1,2·1020 м–3) проведено в геометрии Фарадея с использованием сверхпроводящего соленоида, индукция которого изменяется в диапазоне от 0 до 10 Тл.

При измерениях магнитооптических резонансов применяются два СОлазера с различной поляризацией излучения, параллельной или перпендикулярной вектору магнитной индукции. Описана конструкция СО-лазера. Лазер позволяет получать генерацию на колебательно-вращательных переходах в диапазоне от 4,8 до 6,2 мкм. Мощность излучения лазеров изменяется дискретно с использованием тонких ослабляющих стеклянных или тефлоновых пластинок.

В созданном измерительном комплексе технически решена проблема активной стабилизации магнитного поля в результате создания блоков из контуров стабилизации долговременного дрейфа и быстрых изменений, а также доработки источника опорного напряжения. Контрольные измерения индукции магнитного поля, измеряемой датчиком ЯМР с погрешностью 0,02 %, подтвердили высокую стабильность магнитного поля. Решена проблема пассивной стабилизации частот лазеров. Идентификация линий генерации СО-лазера в одномодовом режиме производится c помощью монохроматора SPM-2 и спин-флип приёмника, позволяющего разрешать линии, расположенные на расстоянии до 0,05 см-1.

Для измерений в температурном диапазоне от 77 до 300 К холловского напряжения и магнитосопротивления, сигналов ФП в магнитном поле в геометриях Фойгта и Фарадея, а также ЭДС ФМЭ спроектирована и создана автоматизированная экспериментальная установка (рисунок 2). Геометрия эксперимента задается положением держателя в криостате относительно направления вектора магнитной индукции.

Sign LOCK-IN Ref AMPLIFIER Out a b N S K Рисунок 2 – Блок-схема установки Исследуемый образец 1 помещается в криостат 2, охлаждённый жидким азотом, между полюсами электромагнита 3. Через обмотки электромагнита пропускается постоянный ток от генератора 4, который позволяет плавно увеличивать силу тока от 0 до 17 А, что даёт возможность увеличить значение индукции магнитного поля до 2 Тл. Значение магнитной индукции измеряется датчиком Холла типа ПХЭ 5, через который пропускается постоянный электрический ток от источника тока 6. Напряжение, пропорциональное значению индукции магнитного поля, снимается с датчика Холла и записывается с помощью аналого-цифрового преобразователя (АЦП) на компьютере 7.Через образец пропускается ток от источника 8 с независимым от сети электропитанием. Температура образца контролируется датчиком 9, размещенным на держателе. Датчиком является калиброванный угольный резистор ТВО-0,125, на параметры которого слабо влияет магнитное поле. Температура образца регулируется нагревателем 10 и стабилизатором температуры 11 от 77 до 300 К с погрешностью ±0,5 К.

В положении (a) коммутатора К измеряются холловское напряжение и магнитосопротивление. Сигналы с образца поступают на масштабирующий усилитель 12 и затем на АЦП компьютера 7. Образец освещается инфракрасным светодиодом 13, через который пропускается переменный ток от генератора 14.

Длина волны излучения изменяется дискретно в диапазоне от 0,9 до 1,7 мкм заменой светодиода. Используются отечественные инфракрасные светодиоды серии АЛ (АЛ-101, АЛ-103, АЛ-64) и зарубежные – фирмы «Roisner Laser Diodes». Для указанных светодиодов интенсивность света постоянна в магнитном поле с точностью до 0,4 % вплоть до 2 Тл. Измеренные сигналы ФП или ФМЭ регистрируются и усиливаются синхронным фазочувствительным детектором Unipan-232 15 на опорной частоте генератора 14 и в положении коммутатора (b) записываются на компьютере. Автоматизация эксперимента осуществлена на базе АЦП ЛА-7 фирмы «Руднев-Шиляев» с разрядностью 14 бит, временем преобразования 7 мкс. Для этой цели написаны соответствующие программы на языке C++ в интегрированной среде разработки C++ Builder. При изменении индукции магнитного поля от времени происходит непрерывный сбор данных.

Так как время разворачивания магнитного поля до максимальной индукции составляет несколько минут, что значительно превышает время преобразования АЦП, то возможно проводить измерения при одном значении индукции магнитного поля многократно.

Измеренный массив с 300 данными сортируется по возрастанию значений сигнала. Для исключения грубых ошибок, связанных с возможной нестабильностью работы АЦП, по одной четверти наименьших и наибольших результатов отбрасывается и не анализируется. Оставшиеся результаты усредняются, что уменьшает случайную погрешность измерения. Полученные результаты измерений, как значения сигнала, так и значения индукции магнитного поля, сравниваются с предыдущими значениями. Если изменения сигнала либо индукции магнитного поля превышают заданное значение, то данные сохраняются. Измеренные значения являются входными данными для дальнейшей обработки с целью определения элекрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров пленок.

Образцы плёнок, выращенные методом ЖФЭ на подложках из CdTe, вырезались в форме параллелепипеда размером 4 0,5 10 мм3 из кусочков пластин, в которых предварительно определено СВЧ-методом эффективное время жизни неравновесных носителей заряда. Образцы ГЭС МЛЭ р-КРТ приготавливались двумя способами:

1. Из структуры вырезались прямоугольные полоски размерами 10 1,5 мм.

2. Классическая холловская структура формировалась методом фотолитографии. Меза-травление проводится в 0,25-процентном растворе Br2:HBr.

Контакты к образцам КРТ и InSb n-типа наносились методом холодной сварки чистым индием. Образец укрепляется на держателе, и контакты проверяются на омичность. Для образцов ГЭС МЛЭ КРТ р-типа измерялись магнитополевые зависимости холловского напряжения и магнитосопротивления при разных температурах. Образцы InSb n-типа вырезались из слитков в виде параллелепипедов размерами 2 2 10 мм3 и укреплялись на держателе, в котором основным элементом являлась модуляционная катушка.

В третьей главе рассмотрены зондовая методика измерений сигналов ФМЭ и ФП в магнитном поле при модуляции света и синхронном детектировании, а также методика модуляции магнитного поля и синхронного детектирования на второй гармонике резонансов МОЭ в узкозонных полупроводниках.

Описаны классические методики определения концентрации и подвижности основных носителей заряда из экспериментальных магнитополевых зависимостей холловского напряжения и магнитосопротивления, методика бесконтактного определения концентрации вырожденного электронного газа в узкозонных полупроводниках из осцилляций оптического эффекта Шубникова - де Гааза.

Концентрации и подвижности различного сорта носителей заряда ГЭС МЛЭ КРТ р-типа для разных температур определены методом «спектра подвижности» из измеренных магнитополевых зависимостей холловского напряжения и магнитосопротивления и уточнены подгонкой теоретических выражений, описывающих магнитополевые зависимости компонент тензора проводимости, под экспериментальные данные с использованием подгоночных параметров.

Рассмотрен СВЧ-метод измерения эффективного времени жизни неравновесных носителей заряда.

Для измерений ФП в магнитном поле и ФМЭ используется зондовый метод, при котором излучение направляется на центральную часть образца. В этом случае фотогенерированные носители не достигают контактов к образцу, тем самым исключается вытягивание ННЗ через контакты. Сигналы ФМЭ и ФП выделяются синхронным детектированием на частоте модуляции излучения с последующим усреднением этих сигналов.

В эксперименте измеряемые сигналы, как правило, складываются из исследуемых сигналов и ряда сигналов сопутствующих эффектов. Вклад неосновных сигналов, четных или нечетных по значению и направлению индукции магнитного поля (± B), а также для разных направлений тока (± I) уменьшается усреднением магнитополевых зависимостей измеренных сигналов, что уменьшает погрешность. Сигналы ФП в магнитном поле для геометрии Фарадея усреднялись по ±B и для разных направлений тока (± I). Поведения ФП в геометрии Фойгта являются несимметричными от индукции магнитного поля, поэтому усредняются сигналы напряжений U (+ I,+B) и - U (- I,-B). Усреднение PC PC ЭДС ФМЭ проводится только по магнитному полю.

Для регистрации резонансов МОЭ применяется методика модуляции магнитного поля и измерения сигнала на второй гармонике (вторые производные сигналов по индукции магнитного поля). Вторые производные имеют максимум при том же значении индукции магнитного поля, что и первообразные функции, описывающие физические резонансы, и сдвинуты по отношению к первообразной по фазе на /2. Применением этой методики исключаются большие постоянные сигналы и сигналы линейных эффектов, что позволяет регистрировать на установке (см. рисунок 1) резонансы с погрешностью ±0,005 Тл.

Значения холловских параметров для исследуемых образцов вырожденного InSb n-типа при T = 4,2 K: n = 1,4·1021 м-3 и µ = 9· м2/В·с, n = 0,7·1021 м-и µ = 16· м2/В·с; для невырожденного при Т = 4,2 К n = 1,0·1020 м-3 и µ = 15· м2/Вс.

Значения холловских параметров и паспортные данные исследуемых образцов ГЭС ЖФЭ КРТ приведены в таблице 1.

Таблица 1 – Паспортные данные и холловские параметры ГЭС ЖФЭ КРТ Номер Холловские измерения Тип Паспортные данные обр. T = 77 K x, % d, мкм µ, м2/В·с n, м-1 0,219 24 4,6 4,0·1020 n 2 0,21 20 0,0280 1,4·1022 p 3 0,197 36 0,0384 5,0·1022 p 4 0,21 30 0,0240 7,3·1022 p 5 0,21 15 0,0385 1,0·1022 p Погрешности сигналов холловского напряжения и магнитосопротивления уменьшаются их усреднением для разных значений и направлений индукции магнитного поля (± B), а также для разных направлений тока (± I). Усреднением устраняется также неэквипотенциальность холловских контактов. Случайные погрешности холловского напряжения и магнитосопротивления уменьшаются усреднением многочисленных измерений. Значения случайных погрешностей измеряемых холловских величин основных носителей заряда составляют для концентрации – 7 %, подвижности – 12 %.

При температурах от 100 до 130 К в образцах p-типа (x 0,2) концентрация электронов возрастает, поэтому параметры основных и неосновных носителей заряда определяются методом «спектра подвижности». Концентрации и подвижности в ГЭС МЛЭ КРТ р-типа различных типов носителей заряда определяются подгонкой теоретических выражений под экспериментальные кривые холловского напряжения и магнитосопротивления методом «спектра подвижности» в сочетании с так называемой многозонной подгонкой и уточняются подгонкой теоретических выражений, описывающих магнитополевые зависимости компонент тензора проводимости, под экспериментальные данные с использованием подгоночных параметров. Подгонка теоретических выражений под экспериментальные данные с использованием подгоночных параметров осуществлена методом наименьших квадратов с использованием методов многомерного поиска, а именно метода случайного поиска в сочетании с методом Хука – Дживса. При температуре 77 K подвижность легких и тяжелых дырок определена методом «спектра подвижности», значения концентрации тяжелых дырок приведены в таблице 2. Для практического использования метода «спектр подвижности» были написаны программы на языке Pascal для оболочек Borland Pascal и Delphi.

Таблица 2 – Параметры исследуемых образцов ГЭС МЛЭ р-КРТ Номер x d, мкм р0, м–µp, м2/(В с) 971124 0,220 7,7 0,09,4 10001123 0,215 7,1 0,06,3 10010629-1 0,210 9,5 0,02,3 10020528 0,223 8,75 0,01,3 10В образцах вырожденного InSb n-типа концентрация свободных носителей заряда определена из осцилляций оптического эффекта Шубникова - де Гааза.

Для двух образцов вырожденного InSb n-типа вычислены концентрации n = 0,7 · 1021 м-3 и n = 1,4 · 1021 м-3 с погрешностью ±5 %.

Для измерения эффективного времени жизни неравновесных носителей заряда широко применяется СВЧ-метод. При импульсном освещении поверхности образца отраженные СВЧ-сигналы релаксации проводимости при линейной рекомбинации неравновесных носителей заряда имеют экспоненциальную форму и время жизни носителей эфф, есть промежуток времени, в течение которого сигнал уменьшался в 2,73 раза. Результаты сильно зависят от состояния поверхности, поэтому достаточно трудно определить время жизни носителей заряда в объеме. При измерении эфф вклад дают погрешности: 10 % от измеренного значения обусловлено точностью обработки осциллограмм, 1 · 10-8 с - время спада светового импульса.

В четвертой главе с целью разработки новых методов (определения подвижности ННЗ, отношения времени жизни носителей заряда и концентрации РЦ в МЛЭ КРТ p-типа) описаны результаты проведенных теоретических и экспериментальных исследований поведения фотогенерированных носителей заr r ряда плёнок, помещенных в стационарные E B поля в геометрии Фарадея, методом стационарной ФП. Рассмотрено влияние концентрации РЦ на ФП.

Описаны разработанные новые методы определения µn, n и Nt, приведер ны значения вычисленных параметров для ГЭС МЛЭ КРТ p-типа. Обсуждены погрешности предложенных методов.

Теоретически рассмотрено поведение фотогенерированных носителей заr r ряда в плёнках КРТ p-типа, помещенных в стационарные E B поля, методом ФП в геометрии Фарадея. Показано, что сигнал ФП можно представить в виде суммы двух компонент:

µn c I n c I n K U (B) = - - = w d e w d e p2µ2 (1 + µ2 B2 ) p0µ 0 p n p ~ const (1) = -(U (B)+ U ), где c, w и d – расстояние между потенциальными контактами, ширина и толщина образца, соответственно;

d -I – ток через образец; n = d n( y)dy – средняя концентрация фото генерированных электронов в образце.

~ Компонента U (B) изменяется с уменьшением эффективной подвижности электронов µn при возрастании индукции магнитного поля. Физическая const природа U объясняется тем, что при доминирующей рекомбинации Шок ли – Рида – Холла концентрация неравновесных дырок существенно превосходит концентрацию неравновесных электронов в зоне проводимости. Поэтому, несмотря на малую подвижность (µn µ 100), тяжелые дырки дают заметp ный вклад в ФП и, так как магнитное поле является слабым для тяжелых дырок (B до 2 Тл), то величина этого вклада не изменяется с изменением индукции магнитного поля. Для доказательства влияния концентрации РЦ на компоненту const U были измерены ФП на плёнке, которая помещалась в раствор AgNO (легирование серебром). В работе [6] показано, что после легирования серебром плёнок КРТ p-типа времена жизни носителей заряда возрастают на порядок вследствие уменьшения концентрации РЦ. После легирования значение электронной компоненты сигнала ФП возрастает в 1,6 раза при отсутствии магнитного поля. Значение постоянной составляющей после легирования (следовательно, и концентрация РЦ) уменьшается в 1,8 раза. Подвижность µ при легиn ровании изменяется незначительно, поэтому уменьшение концентрации РЦ Nt в 1,8 раз согласуется с увеличением значения времени жизни электронов n в 1,6 раза.

Для проверки адекватности построенной теории проведены экспериментальные и теоретические исследования магнитополевых зависимостей ФП. Характерный вид магнитополевых зависимостей ФП для температурного диапазона от 77 до 125 К приведен на рисунке 3. Видно, что экспериментальные магнитополевые зависимости ФП адекватно описываются выражением (1). Из маг~ нитополевой зависимости сигнала U (В) (см. рисунок 3) можно определить подвижность неосновных носителей заряда µn. Для этого необходимо измерить значение магнитной индукции BП (Тл), соответствующее значению сиг~ ~ нала U (0) 2. Как видно из выражения (1), в этой точке для U (В) выпол няется условие 1 + µ2BП = 2, откуда получается выражение n µn = 1 BП (м2/(В с)). (2) 1,µn=5.3 м2/В*с 0,К=17.BП 0,0,0,0, 0,0 0,5 1,0 1,5 2,Магнитное поле, Тл Рисунок 3 – Магнитополевые зависимости ФП в геометрии Фарадея для образца ГЭС МЛЭ КРТ 030304_5 при 77 К (символы – эксперимент, сплошная линия – теория) При температурах от 100 до 130 К в образцах p-типа с x 0,2 применяется метод «спектра подвижности». В таблице 3 приведены значения подвижности электронов, определенные для исследованных образцов при температурах 1и 125 К разработанным методом (µnpc) и методом «спектра подвижности» (µn).

Таблица 3 – Значения подвижности электронов 100 К 125 К Номер µn, м2/(В с) µnpc, м2/(В с) µn, м2/(В с) µnpc, м2/(В с) 971124 3,8 3,7 3,2 3,001123 – 4,3 3,1 3,010629-1 – 6,3 4,2 3,020528 – 4,4 3,0 3,Как видно из таблицы 3, значения µn, вычисленные разными методами, согласуются. Для исследованных образцов значения µn лежит в интервале от ~ U (B) U (B), отн.

ед.

~ const U (0)/ U 5 до 8 м2/В·с при температуре 77 К. При В 1,5 Тл сигнал ФП (см. рисунок 3) выходит на насыщение, и значение постоянной составляющей совпадает со знаconst чением сигнала ФП при индукции магнитного поля B = 2 Тл: U = U(2).

~ const В результате анализа U (B) и U получено аналитическое выра жение для определения значения коэффициента пропорциональности К между концентрациями неравновесных электронов на ловушках и в зоне проводимости:

µn K = . (3) µ U (0) U (2)- p Вычислив значение коэффициента пропорциональности К, можно оценить концентрацию РЦ Nt и определить отношение объёмных времён жизни n p в КРТ р-типа согласно аналитическим выражениям:

p0 + (Cn C )N1 p0 + (Cn C )N1 µn p p Nt = K = , (4) const (Cn Cp) (Cn Cp) µ U(0) U - p µn p, (5) = + n µ U (0) U (2)- p где N1 – плотность состояний в зоне проводимости, приведённая к уровню рекомбинационных центров;

Cn C – отношение коэффициентов захвата на рекомбинационные p уровни электронов и дырок.

На основании анализа компонент ФП в геометрии Фарадея предложен метод определения отношения n, которое определялось из выражения (5).

р Для температур от 77 до 90 К относительная погрешность определения подвижности µn составляет ±8 %, для температур больше 100 К погрешность носит систематический характер, уменьшающий значение подвижности, и составляет для T = 100 K – 8 % и увеличивается до 25 % при температуре 125 К. Относительная погрешность определения n при K = 17,4 составляет не более р 20 %. Погрешность определения Nt – не более 30 %.

В таблице 4 приведены экспериментальные значения n для двух иср следованных образцов. Определив значения n методом, который будет изложен ниже, можно определить p.

Таблица 4 – Отношения времен жизни дырок и электронов в объеме Номер p0, м-3 K n µn, м2/В·с µp, м2/В·с p 1 5,8 0,055 2,5 3,5,7 102 4,1 0,052 17,1 18,5,0 10В пятой главе с целью разработки новых методов определения n, S1 и Sописаны результаты проведенных теоретических и экспериментальных исследований поведения фотогенерированных носителей заряда плёнок КРТ р-типа, r r помещенных в стационарные E B поля, методом стационарной ФП в геометрии Фойгта. По результатам совместного анализа магнитополевых зависимостей ФМЭ и ФП предложен метод определения n, S1 и S2. Приведены значения параметров исследуемых образцов.

При межзонной рекомбинации (n = p = ) носителей заряда рассмотрено теоретически их поведение в плёнках ЖФЭ КРТ p-типа, помещенных в стациоr r нарные E B поля, методом ФП в геометрии Фойгта. Для вывода аналитических выражений, описывающих ФМЭ и ФП, были решены уравнения непрерывности и уравнение электронейтральности для носителей заряда, а также транспортные уравнения для плотности токов электронов и дырок в магнитном поле.

В результате решений, при условиях предполагаемых приближений линейного изменения состава х по толщине и независимости от x µn и n, получено выражение для измеряемых сигналов Uэфф на пленках ЖФЭ КРТ р-типа:

Uэфф(B, E) = U (B, E) + Udif (B, E) + Ugrad (B, E). (6) pc Компонента U (B, E) в выражении (6) представляет собой «собственpc ную» фотопроводимость, пропорциональную полному количеству фотогенерированных носителей заряда. Второе слагаемое Udif (B, E) представляет собой диффузионную компоненту, связанную с rизменением профиля концентрации r ННЗ под действием силы Лоренца в E B полях, что приводит к изменению скорости диффузии ННЗ и, соответственно, к изменениюUdif (B, E). Третья, градиентная компонента, представляет собой ЭДС, возникающую U (B, E) grad в магнитном поле при дрейфе ННЗ во внутреннем встроенном эффективном поле напряженностью E*, обусловленной изменением состава x (ширины запреy щенной зоны) по толщине плёнки. Для линейного изменения состава кадмия E* y постоянна для всего объема пленки. Если через пленку не пропускается ток от внешнего источника, то Е = 0 и выражение (6) описывает магнитополевые зависимости ЭДС ФМЭ:

. (7) U (B ) = U (B ) + U (B ) ФМЭ dif grad Для проверки адекватности построенной теории проведены теоретические и экспериментальные исследования ФМЭ и ФП в магнитном поле. С этой целью были измерены сигналы ФМЭ и ФП в магнитном поле при освещении пленки ( = 3,39 мкм) со стороны свободной поверхности и со стороны, связанной с широкозонной подложкой из СdТе.

Магнитополевые зависимости ФМЭ и ФП в образце КРТ n-типа подобны зависимостям в объемном InSb n-типа и описываются классическими выражениями, применимыми для объёмных образцов. Значение сигнала фотопроводимости в плёнке существенно уменьшается с увеличением рекомбинации носителей на освещённой поверхности.

Магнитополевые зависимости ФМЭ и ФП в магнитном поле для КРТ pтипа представлены на рисунках 4 и 5, соответственно. Для ННЗ условие d L доказано экспериментально при анализе магнитополевых зависимостей сигналов Uфмэ, измеренных на пленке, стравленной со стороны свободной поверхности (рис. 4, кривые 3, 4). Как известно, травление уменьшает S1, и, следова2,4 К 1,3 К тельно, при освещении пленки (d L) со хстороны широкозонной подложки приводит к уменьшению значения сигнала Uфмэ. Если ННЗ достигают неосвещенной поверхности, то значения сигнала х30 ФМЭ пропорциональны градиенту конхцентрации ННЗ на освещенной и неосвещенной поверхностях пленки. Существенное уменьшение значения сигнала ФМЭ (рис. 4, кривые 3, 4) доказывает 0 0,5 1,для ННЗ пленок КРТ р-типа условие B, Тл d L.

1, 2 – нетравленая пленка; 3, 4 – стравЗначения Uфмэ возрастают с увеленная на 5 мкм пленка; 1, 3 – освещена личением индукции магнитного поля, свободная поверхность; 2, 4 – освещена затем по мере роста В достигают макподложка симумов и спадают. Спад сигналов Рисунок 4 – Экспериментальные магФМЭ связан с ростом магнитосопронитополевые зависимости фотомагниттивления неравновесных электронов.

ной ЭДС Uфмэ (В) для пленки ЖФЭ Теоретические зависимости кривых ФМЭ для ЖФЭ КРТ р-типа, построенКРТ р-типа ные численным методом при подстановке в выражение (8) приблизительно вычисленных параметров (см. ниже), отражают качественное поведение экспериментальных (см. рисунок 4).

С уменьшением S1 так же уменьшается компонента Udif. В этом случае вклад сигнала Udif в Uэфф существенно уменьшается (рисунок 5, кривые 3, 4), и экспериментальные кривые Uэфф в некотором приближении отражают поведение компоненты U (B, E). Как видно (рисунок 5, кривая 2), экспериментальpc ные зависимости подобны теоретическим (рисунок 6, кривая 2).

ФМЭ U mV К 1,2,4 К хх--1 -0,5 0 0,5 B, Тл 1, 2 – нетравленая пленка; 3, 4 – стравленная на 5 мкм пленка Рисунок 5 – Экспериментальные магнитополевые зависимости суммарных сигналов Uэфф (В) для пленки ЖФЭ КРТ р-типа Рекомбинационно-диффузионные параметры, которые подставлялись в теоретические выражения при численном моделировании, были получены подгонкой теоретической кривой U (B, E), построенной на основе полученного выpc ражения, к экспериментальной кривой сигнала Uэфф (В) (см. рисунок 5, кривая 3), измеренного на стравленном образце. При построении теоретических кривых были использованы значения эффективного времени жизни, измеренные СВЧметодом.

Известно, что добавление неосновных носителей заряда в полупроводники с монополярной проводимостью, которой обладают пленки КРТ р-типа в диапазоне температур от 77 до 125 К, приводит к уменьшению напряженности поля Холла, и, следовательно, к возникновению магнитосопротивления. Поэтому, с одной стороны, при освещении проводимость возрастает, с другой стороны, она падает за счет уменьшения напряженности холловского поля, и, следовательно, увеличения магнитосопротивления. Если второй эффект превалирует, то будет иметь место отрицательная фотопроводимость, которая наблюдена в КРТ р-типа (рисунок 6, кривая 4). Полученное выражение для Uфмэ в предельном случае приповерхностной фотогенерации носителей заряда для толстых образцов (d >> L), если пренебречь поверхностной рекомбинацией носителей заряда, совпадает в слабых магнитных полях с выражением для объемных образцов. На основе проведенного исследования Uфмэ и компонент Uэфф сделан вывод, что физическая модель построена верно и аналитические выражения, адекватно описывающие магнитополевые особенности поведения ФМЭ и ФП, могут применяться для вычисления параметров n, S1 и S2.

эфф U, mV 1 0 0,4 0,-0,8 -0,В, Тл Рисунок 6 – Теоретические нормированные магнитополевые зависимости Uэфф суммарного сигнала (кривая 1) и его составляющих компонент:

U (кривая 2), Udif (кривая 3) и U (кривая 4), построенные для pc grad следующих значений: S1 = 2·104 м/с, S2 = 102 м/с, = 10-8 с, = 0,8·10-6 м-1, µn = 5 м2/В·с, µр = 0,04 м2/В·с, d = 18·10-6 м, Ех = 500 В/м, E* = 200 В/м.

y По оси Y нормированный сигнал, где U – напряжение, e – элементарный заряд, w – ширина образца, G0 – темп генерации носителей заряда на поверхности пленки, R0 – сопротивление образца без освещения Для геометрии Фойгта совместными методами ФМЭ и ФП в магнитном поле при доминирующей рекомбинации Шокли – Рида – Холла теоретически и экспериментально проанализировано поведение фотогенерированных носителей заряда пленок МЛЭ КРТ р-типа (с варизонными приграничными областяr r ми), помещенных в стационарные E B поля. Профиль ширины запрёщенной зоны в этих образцах аппроксимировался линейными зависимостями состава x в варизонных приграничных областях. Как было отмечено выше, встроенные электрические поля приграничных областей действуют только на ННЗ. Центральная рабочая область структуры однородна по x.

Для вывода аналитического выражения, описывающего распределение концентрации ННЗ по толщине плёнки, использовались уравнения непрерывности, транспортные уравнения для плотности токов электронов и дырок в магнитном поле и уравнение электронейтральности. Показано, что для применяемых экспериментальных условий основной вклад в измеряемые эффекты даёт рабочий центральный слой. Диффузию ННЗ из центральной области в приграничные варизонные области, где ННЗ рекомбинируют, можно учесть введением эффективных скоростей поверхностной рекомбинации S1эфф и S2эфф на границах варизонных слоёв c центральной областью. Поглощение излучения в освещенной варизонной области и последующий вынос фотогенерированных носителей заряда встроенным полем в центральную область можно учесть, введя эффективный темп поверхностной генерации на границе освещенной варизонной и рабочей областей.

-(U/ew G R )x10, м Таким образом, трехслойную структуру можно свести к пленке, полагая S1эфф = S1 и S2эфф = S2. Используя найденную функцию распределения ННЗ по толщине рабочей области плёнки, получены выражения, описывающие магнитополевые зависимости ФП в геометрии Фойгта и ФМЭ.

По результатам теоретического и экспериментального анализа магнитополевых зависимостей ФП в геометрии Фойгта и ФМЭ в плёнках ГЭС МЛЭ КРТ р-типа с приповерхностными варизонными слоями показана адекватность построенной теоретической модели. Совместный подобный анализ дает возможность определить n, S1 и S2 в ГЭС МЛЭ КРТ p-типа с приграничными варизонными слоями, для которых были определены µn и n из эксперименр тальных магнитополевых зависимостей ФП в геометрии Фарадея.

Для определения n, S1 и S2 используется подгонка теоретических выражений под экспериментальные данные с использованием n, S1 и S2 в качестве подгоночных параметров. При анализе ФМЭ и ФП в геометрии Фойгта с целью нахождения рекомбинационно-диффузионных параметров одновременно определяются n, S1 и S2. В этом случае минимизируемая функция имеет вид:

(S1, S2, n ) = (Теор (Bi )- Эксп (Bi )), (8) i max где Теор (Bi ) = UТеор(Bi ) UТеор ;

max Эксп(Bi ) = UЭксп(Bi ) UЭксп ;

UТеор (Bi ) и UЭксп (Bi ) – теоретические и экспериментальные значения ФМЭ или ФП при индукции магнитного поля Bi;

max max UТеор и UЭксп – наибольшие теоретические и экспериментальные значения ФМЭ или ФП.

Отношение сигналов используется для того, чтобы исключить квантовый выход и интенсивность света, которые точно не известны. Подгонка осуществляется методом многомерного поиска, а именно методом случайных забросов в сочетании с методом Хука – Дживса. Метод Хука – Дживса в отличие от, например, методов градиентного спуска, не требует вычисления производных.

Поиск многомерного минимума ведется вдоль линий разрыва производных.

При этом делается предположение, что шаги в пространстве переменных, оказавшиеся удачными на ранних стадиях поиска, могут улучшить решение и на его более поздних стадиях. Для реализации данного алгоритма написаны компьютерные программы на языке Pascal для оболочек Borland Pascal и Delphi.

Погрешность определения значений n, S1 и S2 оценена по статистическому разбросу результатов многочисленных (сто и более) подгонок и составила для n и S не более 10 % и 20 %, соответственно. С помощью описанного фотоэлектромагнитного комплекса определены рекомбинационно-диффузионные параметры ГЭС ЖФЭ и МЛЭ КРТ p- типа (таблица 5).

Таблица 5 – Рекомбинационно-диффузионные параметры ГЭС p-КРТ Освещение МеОсвещение через подложку с лицевой стороны тод Но- S2, S1, м/с рос- мер м/с µn, E*y, L, µn, E*y, В/м L, мкм , нс , нс та В/м мкм м2/(Вс) м2/(Вс) Ж 1 2,61220 41 4,6 0 35 14 4,75 –260 Ф 30 15 5,9 180 23 3,5 4,2 –3200 9,2 1Э 20 24 5,3 0 27 6 4,0 –1200 3 2,21М 4 98 30 13 5,3 0 21 – – – – Л 5 37 38 10,6 6,4 0 21 10,6 6,4 0 Э 6 144 80 10,3 6,9 0 22 – – – – В шестой главе рассмотрены результаты, полученные с помощью разработанного комплекса методических и аппаратурных средств для определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в узкозонных полупроводниках. Проанализирована температурная зависимость подвижности электронов. Оценены параметры РЦ из температурной зависимости времени жизни электронов, а также по зависимости отношения времени жизни носителей заряда от концентрации равновесных дырок. Исследованы магнитополевые зависимости ФП в геометрии Фарадея при смешанной проводимости. Предложен метод измерения нормальной и латеральной компонент «темнового» тока n-p фотодиодов, изготовленных на основе ГЭС МЛЭ КРТ р-типа. Рассмотрены ФМЭ и ФП в магнитном поле для геометрии Фарадея в ГЭС КРТ p-типа со встроенными нанослоями в варизонных приграничных областях.

Получены температурные зависимости (от 77 до 300 К) подвижности электронов. Подвижность электронов для образца 010629-1 зависит от темпера-1.5 -1.туры как µn ~ T, а для трех других образцов – как µn ~ T. Показано, что при таких температурных зависимостях µn преобладает решеточное рассеяние и фотовозбужденные электроны за короткое время порядка 5 10–11 с (по сравнению со временем жизни) теряют избыточную энергию и становятся неотличимыми по своим свойствам от равновесных электронов.

Измерены для монополярной проводимости температурные зависимости скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда и объёмного времени жизни n в температурном диапазоне от 77 до 125 К. Температурная зависимость объёмного времени жизни была описана теоретическими выражениями для КРТ [7]. Предварительно вычислив Nt, из соответствия теоретического выражения (4) экспериментальным данным, были оценены: энергия залегания рекомбинационных центров Et и коэффициенты захвата электронов и дырок на центры Cn и Cp, соответственно. Их величины составили: Et = 61 мэВ, Nt = 3,8 1019 м–3, Cn = 7,0 10–12 м3/с, Cp = 4,0 10–16 м3/с.

Оценены параметры РЦ по зависимости отношения времени жизни носителей заряда от концентрации равновесных дырок. Вычисленные параметры приведены в таблице 6.

Таблица 6 – Электрофизические параметры исследованных образцов Но- p0, м-3 Nt, м–µp, µn, n, нс p, нс p p мер м2/В с м2/В с n n Эксп Теор 1 0,036 7,5 15,3 14,0 12 14,7 1021 4,0 102 0,045 6,4 5,1 6,1 17 18,3 1021 2,5 103 0,026 5,6 43,3 40 0,8 2,5 1022 5,3 10При смешанной проводимости (от 135 до 175 К) приведены результаты исследований ФП в геометрии Фарадея. На экспериментальных магнитополевых зависимостях был впервые обнаружен максимум при B 0. Причину появления максимума можно объяснить тем, что значение сигнала ФП в магнитном поле U ~ (B) 0 (B) и при увеличении индукции магнитного поля проводимость неравновесных носителей (B) уменьшается, а удельное сопротивление 0(B) равновесных носителей возрастает. Наличие одновременно двух конкурирующих процессов – уменьшение (B) и увеличение 0(B), которые с разной скоростью изменяются от значения индукции магнитного поля, приводит к появлению максимума ФП. Максимум на ФП возникает при условии, когда вклад в проводимость равновесных электронов больше либо равен половине вклада тяжелых дырок: n 2. Данное условие было подтверждено экспериp ментально.

Исследовано влияние магнитного поля на силу «темнового» тока фотодиодов (фотодиод не освещается светом), изготовленных на основе КРТ p-типа.

Для фотовольтаических ФП обратный «темновой» ток фотодиодов определяется нормальной компонентой, перпендикулярной поверхности плёнки (плоскости n-p перехода) и латеральной (боковой) компонентой, параллельной поверхности плёнки. Латеральная компонента обусловлена сбором равновесных ННЗ из прилегающих к фотодиоду областей, что приводит к влиянию соседних n-p фотодиодов друг на друга. Предложен метод раздельного определения нормальной и латеральной компоненты силы «темнового» тока в таких фотодиодах. Установлено, что для исследуемых фотодиодов, размеры которых сравнимы с длиной диффузии ННЗ, ток при 77 К в основном определяется латеральной компонентой. Магнитное поле, перпендикулярное плоскости n-p перехода, позволяет существенно снизить и практически устранить взаимное влияние фотодиодов в многоэлементных фотоприёмниках (так называемое «crosstalking»), которое обусловлено латеральной компонентой тока.

В настоящее время с целью уменьшения скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда создаются варизонные приповерхностные слои со сложным профилем состава x. Для этого рассмотрены результаты исследования ФП для геометрии Фарадея и ФМЭ в плёнках КРТ p-типа (x 0,3) с нанобарьерами толщиной 100 нм в варизонных приграничных слоях. При освещении структуры со стороны подложки через варизонную область с нанобарьерами ФМЭ не симметричен по магнитному полю, и его величина на два порядка меньше сигнала ФП. Такое поведение ФМЭ связано с ННЗ, локализованными в варизонной области. Подтверждением этого является различие в значениях подвижности электронов, определенных методом ФП в геометрии Фарадея при освещении образца с разных сторон, у которого были выращены нанобарьеры в варизонной приграничной области, связанной с подложкой. Определены значения параметров для такой структуры: S1 = 591 м/с, S2 = 155 м/с, n = 53 нс. Показано, что наличие нанобарьеров в варизонной области приводит к уменьшению скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда.

В седьмой главе рассмотрено влияние магнитного поля на электронные состояния в образцах InSb n-типа на основе анализа вторых производных сопротивления образца (2 В2) и пропускания света (2Т В2) при магнитооптическом поглощении квантов света с энергией меньше ширины запрещённой зоны (h < g ). По резонансным структурам (- 2 В2) и (- 2Т В2) вычисляются концентрации свободного вырожденного электронного газа и энергии ионизации РЦ. Предлагается локальный бесконтактный прецизионный метод регистрации и измерения энергии ионизации РЦ в вырожденных узкозонных полупроводниках.

Как известно, резонансные структуры МОЭ проявляются при переходах свободных электронов с РЦ запрещенной зоны на уровни Ландау зоны проводимости или при пересечении уровнем Ферми дна очередного уровня Ландау.

Переход происходит при условии:

л = РЦ + N ±, (9) где л – энергия фотона лазерного излучения;

РЦ – энергия ионизации РЦ;

N ± – разрешенная энергия свободных электронов в магнитном поле на соответствующем N± подуровне Ландау (± – с учетом спина электрона).

В эксперименте наблюдались осцилляции (- 2 В2) (рисунок 7) на образцах вырожденного InSb n-типа, которые проявлялись в виде максимумов в поперечном магнитосопротивлении. Независимость положения и амплитуды максимумов от поляризации и длины волны монохроматической подсветки даёт основание утверждать, что в данном случае наблюдаются осцилляции Шубникова – де Гааза. Осцилляции периодичны по обратному магнитному полю. По осцилляциям Шубникова – де Гааза определены концентрации электронов для двух образцов вырожденного InSb n-типа (n = 0,7 · 1015 см-3, n = 1,4 · 1015 см-3) с погрешностью не более ±5 %.

На фоне оптического эффекта Шубникова – де Гааза в вырожденных образцах при пропускании монохроматического излучения (h < g ) (рисунок 7) впервые наблюдена резонансная структура (- 2Т В2), которая проявляется в магнитном поле.

Анализ резонансной структуры (см. рисунок 7) показал: пики резонансов смещаются в сторону меньших значений индукции магнитного поля с уменьшением энергии фотона; на2 1 блюдаемые осцилляции перио2 Bдичны в обратном магнитном = 5,605 мкм = 5,685 мкм поле; амплитуда резонансов и их положение не зависят от по7 6 5 4 5,6ляризации лазерного излуче2T ния.

BНа основе анализа сделан 5,6вывод, что происходят такие магнитооптические переходы электронов, когда конечным 5,5состоянием являются уровни Ландау в зоне проводимости, а начальным состоянием – за5,4полненный уровень РЦ в запрещенной зоне. В этом случае точки, указывающие номера резонансов (N) второй производной пропускания света 0 5 10 B, кГс 0,1 В, Тл (- 2Т В2) через образец вырожденного InSb n-типа от обратРисунок 7 – Спектры вторых производных ного значения индукции магнитносопротивления (- 2 В2) и пропускания го поля (1/BN), при котором был наизлучения (- 2Т В2) по магнитному полю блюден резонанс, в координатах N в n-InSb (n = 0,7·1021 м-3) для различных = f(1/BN) ложатся на прямую лидлин волн монохроматической подсветки.

нию. Энергия ионизации РЦ опреСтрелками указаны номера уровней Ландау деляется:

1 240 РЦ = + 2 - (2 + 7 863,52tg) (мэВ), (10) g g где tg – тангенс угла наклона прямой в координатах N = f(1/BN);

g = 235,2 мэВ – ширина запрещённой зоны InSb n-типа при Т = 4,2 К. Абсолютная погрешность определения энергии ионизации РЦ ± 1мэВ [4].

Из экспериментальных графиков второй производной магнитопропускания (- 2Т В2) определена, по вышеописанному методу, энергия ионизации РЦ г = (200 ± 1) мэВ (энергия отсчитана от дна зоны проводимости при В = 0).

Для невырожденного образца InSb n-типа (n = 1,2 · 1015 см-3) наблюдена резонансная структура (- 2 В2), измеренная с использованием сверхпроводящего соленоида в геометрии Фарадея. Предложенным методом обнаружен РЦ и измерена его энергия ионизации, которая составила г = 195 ± 2 мэВ.

Таким образом, показано развитие локального бесконтактного магнитооптического метода регистрации и измерения энергии ионизации РЦ в вырожденотн.

ед.

ных узкозонных полупроводниках n-типа на основе анализа измеренных резонансных структур вторых производных пропускания света (-2Т / B2 ) при магнитооптическом поглощении квантов света с энергией меньше ширины запрещенной зоны.

Заключение По результатам работы создан автоматизированный комплекс аппаратурных средств и методов, позволяющих определять или оценивать электрофизические и рекомбинационнодиффузионные параметры пленок узкозонных полупроводников p-типа (равновесную концентрацию и подвижность основных носителей заряда, времена жизни электронов и дырок в объёме, подвижность неосновных носителей заряда, скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда на свободной и связанной с подложкой границах плёнки, концентрацию и энергию залегания рекомбинационных центров, коэффициенты захвата электронов и дырок на рекомбинационные центры), толщина которых сравнима с длиной диффузии неосновных носителей заряда.

Комплекс включает в себя методы, основанные на измерении ФП в магнитном поле для геометрий Фарадея и Фойгта, ФМЭ, а также метод «спектр подвижности» в сочетании с так называемой многозонной подгонкой.

Достоинством данного комплекса является то, что для определения части параметров (подвижность неосновных носителей заряда, отношение времени жизни дырок и электронов в объеме) были предложены новые методы, основанные на измерении магнитополевой зависимости ФП в геометрии Фарадея.

Затем при совместном анализе ФМЭ и ФП в геометрии Фойгта в аналитические выражения, описывающие эти сигналы, с целью определения характеристик пленок (времени жизни электронов в объеме пленки и скоростей рекомбинации носителей заряда на поверхностях пленки) подставляются параметры, определенные из ФП в геометрии Фарадея. Этим уменьшается общее количество подгоняемых параметров, что повышает достоверность найденных значений.

Применение разработанных методов для геометрии Фарадея позволило установить, что:

• при температуре 77 К значения подвижности электронов для образцов ЖФЭ КРТ (x 0,2) р-типа лежат в интервале от 4 до 6 м2/(В·с), а для образцов МЛЭ (x 0,2) КРТ p-типа – от 5 до 8 м2/(В·с);

• зависимость подвижности электронов для ГЭС МЛЭ КРТ р-типа от температуры (T = 77–300 К) описывается выражением µn = A (T 77)-k, где A = (5–8 м2/Вс), k = 1,3–1,5. Такая зависимость обусловлена рассеянием электронов на колебаниях решётки;

• при смешанной проводимости в КРТ р-типа (T = 135–175 К) на экспериментальных магнитнополевых зависимостях ФП в геометрии Фарадея наблюдается максимум (при В 0), обусловленный магнитосопротивлением равновесных носителей заряда;

• для ГЭС с варизонными приграничными областями МЛЭ КРТ р-типа:

- при Т = 77 К значения отношений времени жизни дырок и электронов в объеме лежат в диапазоне от 5 до 30;

- значение энергии ионизации рекомбинационных центров лежит близко к середине запрещённой зоны, что согласуется с опубликованными данными. Концентрация рекомбинационных центров Nt 1019 м-3 не зависит от концентрации равновесных носителей заряда в интервале от 4 1021 до 8 1021 м-3. Отношение коэффициентов захвата электронов и дырок на объёмные рекомбинационные центры для плёнок р-типа на два-три порядка превышает значения, известные для широкозонных (Eg 0,4 эВ) объёмных кристаллов КРТ p-типа [8].

Разработан метод совместного анализа магнитополевых зависимостей ФМЭ и ФП в геометриях Фойгта и Фарадея для гетероэпитаксиальных структур (d L) КРТ р-типа (x 0,2 ), позволяющий определять время жизни электронов в объеме пленки и скоростей рекомбинации носителей заряда на поверхностях пленки. Это позволило установить, что:

• в плёнках ЖФЭ КРТ р-типа рекомбинационно-диффузионные параметры изменяются по толщине плёнки, что является следствием их варизонности;

• для пленок МЛЭ КРТ р-типа подтверждена однородность мольного состава кадмия (x 0,2 ) по толщине пленки;

• в плёнках МЛЭ КРТ р-типа с варизонными приграничными областями при температуре 77 К значения скоростей поверхностной рекомбинации носителей заряда лежат в диапазоне от 30 до 150 м/с, что по порядку величины совпадает с лучшими опубликованными значениями для образцов КРТ p-типа, пассивированных ZnS или CdTe.

• при увеличении температуры скорость поверхностной рекомбинации убывает, что связано с увеличением времени жизни неосновных носителей заряда в варизонных слоях и с уменьшением их диффузионного потока. Характерное поведение температурной зависимости времени жизни неосновных носителей заряда объясняется доминирующей рекомбинацией Шокли – Рида – Холла.

С использованием автоматизированного комплекса аппаратурных и методических средств получены следующие результаты:

• предложен новый метод определения значений нормальной и латеральной компонент силы темнового тока (Т = 77 К) n-p-фотодиодов (обратное смещение) в многоэлементных фотовольтаических фотоприемниках по измерению зависимости величины тока от индукции магнитного поля, что также может быть использовано для исключения взаимного влияния фотодиодов (длина и ширина фотодиода сравнимы с длиной диффузии неосновных носителей заряда);

• показано, что включение наноразмерных барьеров в варизонную область позволяет уменьшить рекомбинацию носителей заряда вблизи границ раздела центрального (однородного по мольному составу кадмия) слоя и варизонных приграничных областей.

Развит локальный метод бесконтактной магнитооптической регистрации и измерения энергии ионизации рекомбинационных центров для вырожденного InSb n-типа. Определено значение энергии залегания рекомбинационных центров (200 мэВ), которые ранее не наблюдались в вырожденном InSb n-типа.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ В НАУЧНЫХ ИЗДАНИЯХ, РЕКОМЕНДУЕМЫХ ВАК ДЛЯ ПУБЛИКАЦИЙ НАУЧНЫХ РАБОТ, ОТРАЖАЮЩИХ ОСНОВНОЕ НАУЧНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДОКТОРСКИХ ДИССЕРТАЦИЙ 1. Kostuchenko, V.Ya. Magneto-Resonant Absorption from a Local Center in Degenerate n-InSb / V.Ya. Kostuchenko, E.M. Skok and S.A. Studenikin // Phys.

Stat. Sol (b). – 1989. – Vol. 152. – Р. 59–62.

2. Фотомагнитный эффект и фотопроводимость тонких эпитаксиальных слоев CdxHg 1-x ( ) Te / CdTe / С.А. Студеникин, И.А. Панаев, В.Я. Костюченко, Х.-М. З. Торчинов// ФТП. – 1993. – Т. 27, № 5. – С. 600–612.

3. Костюченко, В.Я. Исследование фотомагнитного эффекта и фотопроводимости в слоях p-CdHgTe / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, С.А. Студеникин // Автометрия. – 1996. – № 4. – С. 77–81.

4. Characterization of MBE р-CdxHg1-xTe layers using the photoconductive efr r fect in crossed E B fields / S.А. Studenikin, D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.S. Varavin // Material Science Engineering B. – 1997. – Vol. 44. – P. 288–291.

5. Выбор экспериментальных условий для фотолюминесцентного контроля структур для гетеробиполярных транзисторов / К.С. Журавлев, Т.С. Шамирзаев, В.В. Преображенский, Б.Р. Семягин, В.Я. Костюченко // ЖТФ. – 1997. – Т. 67, № 12. – С. 26–30.

6. Подвижность неосновных носителей заряда в пленках p-HgCdTe / В.С. Варавин, С.А. Дворецкий, В.Я. Костюченко, В.Н. Овсюк, Д.Ю. Протасов // ФТП. – 2004. – Т. 38, № 5. – С. 532–537.

7. Протасов, Д.Ю. Немонотонное поведение магнитофотопроводимости в HgCdTe / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко, В.Н. Овсюк // ФТП. – 2006. – Т. 40, вып. 6. – С. 663–665.

8. Подвижность неосновных носителей заряда в пленках МЛЭ p-HgCdTe, легированных мышьяком in situ / Д.Ю. Протасов, С.А. Дворецкий, В.Я. Костюченко, В.С, Крылов, Н.Н. Михайлов, Р.Н. Смирнов // Автометрия. – 2007. – Т. 42, № 6. – С. 86–91.

9. Определение времени жизни основных и неосновных носителей заряда в CdHgTe р-типа методом фотопроводимости в магнитном поле / Д.Ю. Протасов, В.Н. Овсюк, В.Я. Костюченко, В.С. Крылов // Прикладная физика. – 2007. – № 6. – С. 27–30.

10. Протасов, Д.Ю. Эффективные темы оптической генерации и скорости поверхностной рекомбинации носителей заряда в варизонных плёночных фотоприемных структурах р-КРТ МЛЭ / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко // Автометрия. – 2008. – Т. 44, № 6. – С. 103–108.

11. Костюченко, В.Я. Фотопроводимость в магнитном поле и фотомагнитный эффект в варизонных плёночных фотоприемных структурах p - CdHgTe / В.Я. Костюченко // Автометрия. – 2009. – Т. 45, № 4. – С. 41–48.

12. Определение нормальной и латеральной компонент темнового тока np-фотодиодов на основе гетероэпитаксиальных структур p-CdxHg1-xTe с x = 0,22 / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов и др. // Письма в ЖТФ. – 2009. – Т. 35, вып. 12. – С. 32-37.

13. Костюченко, В.Я. Влияние стационарных скрещенных электрического и магнитного полей на фотогенерированные носители заряда в эпитаксиальных плёнках кадмий-ртуть-теллур p-типа (обзор) / В.Я. Костюченко // Вестник НГУ.

Сер. Физика. – 2010. – Т. 5, вып. 1. – С. 66–81.

14. Determination of Shockley-Read recombination center parameters in MBE p-Hg0.78Cd0.22Te/GaAs via photoconductivity in magnetic field / D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.S. Varavin,, S.A. Dvoretsky, N.N. Mikhailov // Phys. Stat.

Sol. (c). – 2010. – Vol. 7, № 6. – Р. 1633–1635.

15. Костюченко, В.Я. Фотоэлектромагнитный комплекс методов определения рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в эпитаксиальных плёнках кадмий-ртуть-теллур p-типа / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // Вестник НГУ. Серия Физика. – 2011. – Т. 6, вып. 1. – С. 34–45.

16. Костюченко, В.Я. Влияние профиля варизонных приграничных областей гетероструктур кадмий-ртуть-теллур p-типа на скорость поверхностной рекомбинации / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, А.В. Войцеховский // Изв. вузов. Физика. –Томск: ТГУ, 2011. – Т. 54, № 7. – С. 53–58.

17. Костюченко, В.Я. Автоматизированный комплекс для определения электрофизических и рекомбинационно-диффузионных параметров носителей заряда в плёнках кадмий-ртуть-теллур p-типа / В.Я. Костюченко, Д.В. Комбаров, Д.Ю. Протасов // Автометрия. – 2011. – Т. 47, № 5. – С. 122–129.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ В ДРУГИХ ИЗДАНИЯХ 1. Студеникин, С.А. Примесное магнитопоглощение в узкозонных полупроводниках / С.А. Студеникин, Е.И. Уваров, В.Я. Костюченко // Материалы 2-го Всесоюз. семинара по физике и химии полупроводников. – Павлодар, 1989. – Т. 3. – С. 19–23.

2. Фотоэлектромагнитная методика диагностики рекомбинационных параметров в пленочных структурах узкозонных полупроводников: отчет о НИР (промежуточ.) / Сиб. гос. геодез. акад.; рук. Костюченко В.Я.; исполн.:

Крючков Ю.И., Комиссаров В.В., Протасов Д.Ю. – Новосибирск, 1995. – 27 с. – № ГР 0194.0008124. – Инв. № 02.960.006359.

3. Разработка методик контроля однородности по площади электрофизических параметров полупроводниковых пластин посредством спектрального анализа фотолюминесценции: отчет о НИР (заключит.) / Сиб. гос. геодез. акад.;

рук. Костюченко В.Я.; исполн.: Носков М.Ф., Журавлев К.С., Шамирзаев Т.С., Чипкин С.С. – Новосибирск, 1995. – 27 с. – № ГР 0194.0008123. – Инв. № 02.960.0063600.

4. Костюченко, В.Я. Определение рекомбинационных параметров пленок CdHgTe, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии с помощью фотоэлектромагнитной методики / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, С.А. Студеникин // Материалы ХLVI научно-техн. конф. преподавателей СГГА, 15–18 апр.

1996 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 1996. – С. 83–84.

5. Characterization of MBE CdxHg1-xTe layers via photoconductive effect in crossed E B fields / S.А. Studenikin, D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, G.Yu. Sidorov, V.S. Varavin // Third International Workshop. Expert evolution and control of compound semiconductor materials and technologies (May 12–15, 1996). – Freiberg, Germany. – 1996. – P. 34.

6. Протасов, Д.Ю. Подвижность равновесных и неравновесных неосновных носителей заряда в p-Hg1-xCdxTe / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко // Вестник Сиб. гос. геодез. акад. – 2002. – Вып. 7. – С. 202–205.

7. Characterizaton of the recombination properties of MBE p-HgCdTe/GaAs structures by photo-eleсtromagnetics methods / V.S. Varavin, V.Ya. Kostuchenko, D.Yu. Protasov, V.N. Ovsyuk, E.M. Skok // Quantum-Hall Effect and Heterostructures, (10–15 December 2001). – Wurzburg, Germany. – 2001.

8. Определение электрофизических параметров электронов, легких и тяжелых дырок методом спектр подвижности в плёнках HgxCd1-xTe р-типа / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, В.Н. Овсюк, Н.Х. Талипов // Современные проблемы геодезии и оптики: тез. докладов Междунар. научно-техн. конф., посвящ. 65-летию СГГА-НИИГАиК, 23–27 нояб. 1998 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 1998. – С. 213–214.

9. Протасов, Д.Ю. Подвижность равновесных и неравновесных неосновных носителей заряда в МЛЭ p-Hg1-xCdxTe / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко // Современные проблемы геодезии и оптики: тез. докладов LI научно-техн.

конф., 16–19 апр. 2001 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2001. – С. 208.

10. Костюченко, В.Я. Температурное линейное расширение L T n - InSb, измеренное фотоэлектромагнитной модуляционной методикой / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // Современные проблемы геодезии и оптики: тез докладов LI научно-техн. конф. 16–19 апр. 2001 г., Новосибирск. – Новосибирск:

СГГА, 2001. – С. 209.

11. Костюченко, В.Я. Магнитно-оптическая методика измерения энергии залегания глубоких уровней / В.Я. Костюченко // Проблемы метрологического обеспечения топографо-геодезического производства и землеустроительных работ: материалы научно-техн. конф., 17–21 дек. 2001 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА. – 2001. – С. 67.

12. Влияние серебра на фотоэлектрические свойства пленок МЛЭ HgCdTe / В.С. Варавин, В.Я. Костюченко и др. // 1-я Укр. научная конф. по физике полупроводников, 10–14 сент. 2002 г. – 2002. – Т. 2. – С. 250.

13. Длина диффузии в ГЭС КРТ МЛЭ р-типа проводимости / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко и др. // Актуальные проблемы полупроводниковой фотоэлектроники: тез. докладов совещания «Фотоника-2003», 28–31 авг. 2003 г. – Новосибирск, 2003. – С. 60.

14. Protasov, D.Yu. Determination of Chorge Carriers Mobility in p-HgCdTe by Magnetophoto-conductivity Method / D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.N. Ovsyuk // 5th International Siberian Workshop and Tutorial of Electron Devices and Materials EDM (1–5 July 2004). – Erlagol, Russia. – P. 54–57.

15. Protasov D.Yu. Influence of Traps on magnetophotoconductivity in p-HgCdTe / D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.N. Ovsyuk // 6th International Siberian Workshop and Tutorial of Electron Devices and Materials EDM (1–5 July 2005). – Erlagol, Russia. – P. 47–48.

16. Определение времени жизни основных и неосновных носителей заряда в HgCdTe р-типа методом фотопроводимости в магнитном поле / Д.Ю. Протасов, В.Н. Овсюк, В.Я. Костюченко, В.С. Крылов // XIX Междунар. научно-техн.

конф. по фотоэлектронике и приборам ночного видения, 23–26 мая 2006 г. – М., 2006. – С. 93.

17. Крылов, В.С. Исследование зависимости подвижности электронов от мольного содержания x в эпитаксиальных слоях МЛЭ р-КРТ / В.С. Крылов, В.Я. Костюченко // ГЕО-Сибирь-2006. Т. 4: Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника: сб. материалов Междунар.

науч. конгр., 24–28 апр. 2006 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2006. – С. 134–136.

18. Протасов, Д.Ю Фотомагнитный эффект и фотопроводимость в магнитном поле в геометрии Фойгта, исследованные на эпитаксиальных слоях МЛЭ HgCdTe р-типа при доминирующей рекомбинации Шокли – Рида / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко // ГЕО-Сибирь-2006. Т. 4: Специализированно приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника: сб. материалов междунар.

науч. конгр., 24-28 апр. 2006 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2006. – С. 117-122.

19. Protasov D.Yu. Surface Recombination and Charge Carriers Generation by Radiations in MBE p-HgCdTe films with Graded – Gap Near –Border Layers / D.Yu.

Protasov, V.Ya. Kostuchenko // 8th International Siberian Workshop and Tutorial of Electron Devices and Materials EDM (1–5 July 2007). – Erlagol, Russia. – P. 54–57.

20. Photomagnetic Effect and Photoconductivity in Magnetic Field in Ag-Doped MBE p-HgCdTe / D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.S. Krylov, V.N. Ovsyuk // 7th International Siberian Workshop and Tutorial of Electron Devices and Materials EDM (1-5 July 2006). – Erlagol, Russia. – P. 42–47.

21. Костюченко, В.Я. Фотоэлектромагнитные методы исследования и контроля рекомбинационных параметров полупроводниковых материалов ИКтехники / В.Я. Костюченко, В.Н. Москвин, Д.Ю. Протасов // Труды VIII Всероссийской научно-технической конференции, посвященной 50-летию СО РАН, 18–20 апр. 2007 г. – Новосибирск, 2007. – С. 305–310.

22. Протасов, Д.Ю. Фотомагнитный эффект и фотопроводимость в магнитном поле на варизонных гетероэпитаксиальных структурах МЛЭ КРТ р-типа / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко, В.Н. Москвин // ГЕО-Сибирь-2007. Т. 4:

Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника. Ч. 1: сб. материалов III междунар. науч. конгр., 25–27 апр. 2007 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2007. – С. 226–231.

23. Костюченко, В.Я. Фотопроводимость в магнитном поле и фотомагнитx 0.ный эффект в плёнках p - CdxHg1-xTe с, выращенных методами ЖФЭ и МЛЭ / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // Актуальные проблемы полупроводниковой фотоэлектроники: тез. докладов совещания «Фотоника-2008», 19– 23 авг. 2008 г. – Новосибирск: Академгородок, 2008. – С. 66.

24. Концентрация рекомбинационных центров в вакансионно-легированных ГЭС МЛЭ р-КРТ / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко и др. // Актуальные проблемы полупроводниковой фотоэлектроники: тез. докл. совещания «Фотоника2008», 19–23 авг. 2008 г. – Новосибирск: Академгородок, 2008. – С. 69.

25. Нормальная и латеральная компоненты обратного тока n-p фотодиодов на основе ГЭС МЛЭ КРТ / Д.Ю. Протасов, В.Я. Костюченко и др. // Актуальные проблемы полупроводниковой фотоэлектроники: тез. докладов совещания «Фотоника-2008», 19–23 авг. 2008 г. – Новосибирск: Академгородок, 2008. – С. 68.

26. Костюченко, В.Я. Фотомагнитный эффект в эпитаксиальных плёнках CdxHg1-xTe ( x 0,22 ) с приграничными варизонными слоями / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // ГЕО-Сибирь-2009. Т. 5: Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника. Ч. 1: сб. материалов V Междунар. науч. конгр., 20–24 апр. 2009 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2009. – С. 215–218.

27. Костюченко, В.Я. Параметры рекомбинационных центров в плёнках p - Hg1-xCdxTe с x 0,22, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // ГЕО-Сибирь-2009. Т. 5: Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника. Ч. 2: сб.

материалов V Междунар. науч. конгр., 20–24 апр. 2009 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2009. – С. 3–7.

28. Костюченко, В.Я. Метод контроля параметров рекомбинационных центров в плёнках р-CdxHg1-xTe с x 0.2 / Труды X Всероссийской научнотехнической конференции, посвященной 50-летию факультета летательных аппаратов НГТУ, 22–24 апр. 2009 г. – Новосибирск, 2009. – С. 191–193.

29. Protasov D.Yu. Determination of Shockley-Read recombination center parameters in MBE p Hg0.78Cd0.22Te/GaAs via photoconductivity in magnetic field / D.

Yu. Protasov, V.Ya. Kostuchenko, V.S. Varavin, S.A. Dvoretsky, N.N. Mikhailov // 14th International Conference on II-VI compounds (August 23–28). Russia: St. Petersburg, 2009. – Р. 315.

30. Фотомагнитный эффект и фотопроводимость в магнитном поле в гетероструктурах p-Hg0.7Cd0.3Te/GaAs со встроенными нанослоями / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, С.А. Дворецкий, Н.Н. Михайлов // Тезисы докл. XXI Междунар. научно-техн. конф. по фотоэлектронике и приборам ночного видения. – М.: ФГУП «НПО Орион», 25–28 мая 2010. – С. 173–174.

31. Фотомагнитный эффект и фотопроводимость в магнитном поле в гетероструктурах p-Cd0.3Hg0.7Te/GaAs со встроенными нанослоями / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, С.А. Дворецкий, Н.Н. Михайлов // Фундаментальные проблемы современного материаловедения. – 2010. – Т. 7, № 4. – С. 98–103.

32. Войцеховский, А.В. Экспериментальная установка для исследования фотомагнитного эффекта и фотопроводимости в магнитном поле на плёнках узкозонных полупроводников р-типа / А.В. Войцеховский, В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // ГЕО-Сибирь-2011. Т. 5: Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника. Ч. 2: сб. материалов VII Междунар. науч. конгр., 19–29 апр. 2011 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2011. – С. 25–28.

33. Войцеховский, А.В. Фотопроводимость в магнитном поле для плёнок кадмий-ртуть-теллур р-типа, выращенных методом жидкофазной эпитаксии / А.В. Войцеховский, В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов // ГЕО-Сибирь2011. Т. 5: Специализированное приборостроение, метрология, теплофизика, микротехника. Ч. 2: сб. материалов VII Междунар. науч. конгр., 19–29 апр. 2011 г., Новосибирск. – Новосибирск: СГГА, 2011. – С. 29–32.

34. Kombarov, D.V. The influence of low-temperature annealing on properties of heterostructures p-HgCdTe grown by molecular-beam epitaxy / D.V. Kombarov, D.Yu. Protasov, V.Ya. Kostyuchenko // 12th International Siberian Workshop and Tutorial of Electron Devices and Materials EDM (30 June - 4 July 2011). – Erlagol, Russia. – P. 50–53.

35. Комбаров, Д.В. Влияние низкотемпературных отжигов на свойства ГЭС КРТ МЛЭ p-типа / Д.В. Комбаров, В.Я. Костюченко и др. // Российская конференция и школа по актуальным проблемам полупроводниковой нанофотоэлектроники: тез. докл. «Фотоника-2011», 22–26 авг. 2011 г. – Новосибирск:

Академгородок, 2011. – С. 109.

36. Костюченко, В.Я. Автоматизированный комплекс определения рекомбинационно-диффузионных параметров в плёнках узкозонных полупроводников p-типа / В.Я. Костюченко, А.В. Трифанов, Д.Ю. Протасов, А.В. Войцеховский // Российская конференция и школа по актуальным проблемам полупроводниковой нанофотоэлектроники: тез. докл. «Фотоника-2011», 22–26 авг.

2011 г. – Новосибирск: Академгородок, 2011. – С. 110.

37. Костюченко, В.Я. Фотопроводимость в магнитном поле и фотомагнитный эффект на пленках ГЭС ЖФЭ р-КРТ / В.Я. Костюченко, Д.Ю. Протасов, А.В. Войцеховский, Ю.Б. Андрусов, И.А. Денисов // Российская конференция и школа по актуальным проблемам полупроводниковой нанофотоэлектроники:

тез. докл. «Фотоника-2011», 22–26 авг. 2011 г. – Новосибирск: Академгородок, 2011. – С. 116.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ [1] Рогальский, А. Инфракрасные детекторы / А. Рогальский. – Новосибирск: Наука, 2003. – 636 с.

[2] Матричные фотоприемные устройства инфракрасного диапазона / В.Н. Овсюк и др. – Новосибирск: Наука, 2001. – 376 с.

[3] Войцеховский, А.В. Исследование методами проводимости и фотоЭДС МДП-структур на основе варизонного гетероэпитаксиального HgCdTe, выращенного методом молекулярно-лучевой эпитаксии / А.В.Войцеховский, С.Н.Несмелов, С.М. Дзядух // Изв. вузов. Физика. – Томск: ТГУ, 2009. – Т. 52, № 10. – С. 3–18.

[4] Сапцов, В.И. Гармоники циклотронного резонанса с участием глубокого уровня в n-InSb / В.И. Сапцов, Э.М. Скок // ФТТ. – 1985. – Т. 27, № II. – С. 3481–3484.

[5] Finkman, E. Surface recombination velocity of anodic sulfide and ZnS coated p-HgCdTe / E. Finkman, S. E. Schacham // J. Vac. Sci. Technol. A. – 1989. – Vol. 7, № 2. – P. 464–468.

[6] Nishino, H. Acceptor level related Shockley-Read-Hall centers in p-HgCdTe / H. Nishino, K. Ozaki, M. Tanaka, T. Saito, H. Ebe, Y. Miyamoto // J. Cryst. Growth. – 2000. – Vol. 214/215. – P. 275–279.

[7] Lopes, V.C. Minority carrier lifetime in mercury cadmium telluride / V.C. Lopes, A.S. Syllaios, M.C. Chen // Sem. Sci. Technol. – 1993. – Vol. 8. – P. 824–841.

[8] Jones, C.E. Effects of deep-level defects in Hg1-xCdxTe provided by DLTS / C. E. Jones, V. Nair, J. Lindquist, D.L. Polla // J. Vac. Sci. Technol. – 1982. – Vol. 21, № 1. – P. 187–190.

СПИСОК УСЛОВНЫХ СОКРАЩЕНИЙ И ОБОЗНАЧЕНИЙ ФПУ – фотоприёмное устройство КРТ – твердые растворы теллуридов кадмия и ртути x – мольный состав кадмия (d L) – толщина структуры (плёнки) d сравнима с длиной диффузии L неосновных носителей заряда ЖФЭ – жидкофазная эпитаксия МЛЭ – молекулярно-лучевая эпитаксия ГЭС – гетероэпитаксиальная структура ННЗ – неосновные носители заряда p0 и µp – равновесная концентрация и подвижность основных носителей заряда (дырок) n и p – время жизни в объёме электронов и дырок – подвижность неосновных носителей заряда (электронов) µn S1 и S2 – скорость поверхностной рекомбинации на свободной и на связанной с подложкой границах плёнки РЦ – рекомбинационные центры Nt и Et – концентрация и энергия залегания рекомбинационных центров Сn и Сp – коэффициенты захвата электронов и дырок на рекомбинационные центры r – волновой вектор излучения kr r r r ( E B ) – стационарные скрещенные электрическое Е и магнитное В поля ФП – фотопроводимость ФМЭ – фотомагнитный эффект МОЭ – магнитооптические эффекты U(B) – фотопроводимости в геометрии Фарадея ~ – электронная (изменяющаяся) компонента ФП в геометрии Фарадея U (B) const – дырочная (постоянная) компонента ФП в геометрии Фарадея U Uэфф – фотопроводимость в геометрии Фойгта U (B, E) – «собственная» фотопроводимость в геометрии Фойгта pc U (B, E) – градиентная компонента фотопроводимости в геометрии Фойгта grad Udif (B, E) – диффузионная компонента фотопроводимости в геометрии Фойгта UФМЭ – ЭДС фотомагнитного эффекта K – коэффициент отношения концентрации неравновесных электронов на РЦ и в зоне проводимости – напряженность встроенного поля, обусловленного варизонноE* y стью структуры – вторые производные сопротивления образца и пропускания излу(2 В2) чения через него по индукции магнитного поля и (2Т В2) N – номер уровня Ландау Изд. лиц. ЛР № 020461 от 04.03.1997.

Подписано в печать 10.11.2011. Формат 60 84 1/16.

Усл. печ. л. 2,56. Тираж 100 экз. Заказ.

Редакционно-издательский отдел СГГА 630108, Новосибирск, 108, Плахотного, 10.

Отпечатано в картопечатной лаборатории СГГА 630108, Новосибирск, 108, Плахотного, 8.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.