Електронні явища в вузькощілинних та без щілинних напівпровідникових сполуках за умов регулювання параметрами енергетичної структури

Сповіщається про експериментальне встановлення особливостей рекомбінаційних процесів в ВН р-КРТ при низьких температурах (до 4.2 К). Виявлено різке зменшення ф_ФМЕ (ф_n) і одночасне помітне зростанням ф_ФП (ф_р) зі зниженням температури в діапазоні Т<30-40 К, де відбувається виморожування вільних дірок на акцепторний рівень (ф_ФМЕ і ф_ФП - часи життя неосновних і основних носіїв струму, що визначаються з вимірювань ФМЕ і ФП, відповідно). Різниця в значеннях ф_n і ф_р при Т10 К досягає декількох порядків. Показано, що ф_рр^-1 і саме виморожування дірок веде до зростання ф_р. При цьому ф_n не повинно було змінюватися, оскільки виморожування дірок аж ніяк не впливає на швидкість захвату електронів на рекомбінаційний центр. Тому було зроблено висновок, що поряд з глибоким рекомбінаційним центром, який надійно визначено (для х=0.20 Е=40-45 меВ), при низьких температурах в рекомбінаційних переходах в р-КРТ приймає участь другий центр рекомбінації, дія якого починається зі зниженням Т і відповідним зниженням рівня Фермі, коли стани пасток звільнюються від електронів.

Зазначено, що в кубічних напівпровідниках, якими і є досліджувані ВН, пружна ОД знижує симетрію кристала і знімає виродження валентної зони через її розщеплення. При цьому виникає пропорційна Р енергетична щілина Е_о (за k=0), а стани легких та важких дірок перемішуються і нові стани характеризуються підзонами V₊ та V_- з анізотропними ефективними масами. В ВН m_h/m_l» 1 (m_l - ефективна маса легких дірок) і розщеплення підзон, зміни ефективних мас дірок в зонах і глибини акцепторного рівня виявляються значно сильнішими ніж в звичайних напівпровідниках: так в КРТ з х0.20 (m_h/m_l50) Е_о перевищує глибину залягання мілких акцепторів в ненапруженому кристалі вже при Р=1 кбар (4.2 К). Зрозуміло, що при низьких Т дірки локалізуються в верхній (V₊) із розщеплених валентних підзон, а основний стан акцептора формується із енергетичних станів вершини цієї підзони. Усереднена ефективна маса верхньої із розщеплених підзон виявляється набагато меншою за m_h ненапруженого кристала, що спричиняє збільшення борівського радіуса а_о акцепторного центра і зменшення його енергії іонізації Е_А. Відмічається, що зміни енергетичної структури ВН внаслідок ОД вздовж різних кристалографічних напрямків майже співпадають.

Зміни ефективної маси і рухливості дірок під впливом ОД ми спостерігали на кристалах р- і n-типу. При 1.7 К в р-КРТ практично всі дірки виморожено із валентної зони на акцепторний

рівень і провідність визначається струмопереносом за акцепторними станами. За таких умов з підвищенням стиску Е_А зменшується і відбувається закидання дірок в стани валентної зони, внаслідок чого с і R_Х змінюються на декілька порядків і за максимальних Р провідність стає практично безактиваційною. Перехід дірок в вільні стани в напруженому р-КРТ спричиняє і появу значного магнітоопору (який при Р=0 вельми незначний через невелику рухливість дірок): початкова ділянка с_Н визначається рухливістю дірок м_р (яка зростає з деформацією до 4.10⁴ см²/В.с), а подальше зростання с_Н з Н має концентраційну природу і пов'язане з магнітним виморожуванням вільних дірок на акцептор, енергія іонізації якого зростає в сильному Н. В кристалах n-КРТ із збільшенням Р змінюється нахил залежності I_ФМЕ(Н) завдяки наближенню до умови м_рН/с>1 внаслідок зростання м_р.

Встановлено, що при Т30-40 К в кристалах р-КРТ пружна ОД якісно протилежно впливає на швидкість рекомбінації порівняно зі зниженням Т: поряд зі зростанням ф_n (ф_ФМЕ) з підвищенням Р спостерігається помітне зменшення ф_р (ф_ФП). Визначальним тут є суттєве зростання концентрації вільних дірок в V₊-зоні за рахунок деформаційного спустошення акцепторних станів - ефект зворотний до виморожування дірок (його можна назвати ефектом «деформаційного википання»). Показано, що підвищення Р в області граничних значень спричиняє (внаслідок зменшення ефективної маси) значне зменшення перерізу захвату на мілкий акцептор, а переріз багатофононного захвату на глибокий акцептор збільшується. Тобто ОД може однозначно дискримінувати процеси захвату на мілкий акцептор в одному випадку, і глибокий центр, який описується моделлю потенціала нульового радіуса - в іншому. Доведено, що другий рекомбінаційний центр, дією якого визначається різке зменшення ф_n в р-КРТ при низьких Т, знаходиться поблизу валентної зони і є дещо глибшим акцептором ніж кулонівський - глибина його залягання 10-15 меВ від вершини валентної зони. Таким чином, запропонована дворівнева модель з урахуванням виморожування дірок дає змогу описати наявні в р-КРТ особливості рекомбінаційних процесів: спад ф_n при низьких Т, а також протилежні залежності ф_р і ф_n від Р.

Встановлено вирішальну роль захоплення неосновних носіїв струму (дірок) в різкому зростанні часу життя ф_n в кристалах КРТ n-типу зі зниженням температури (Т<40 К), яке спостерігалося багатьма, однак не мало задовільного тлумачення. Показано, що ОД дозволяє виявляти центри захоплення дірок в ВН n-КРТ, а також експериментальним шляхом усувати сам механізм захоплення, оскільки час знаходження неосновних носіїв на рівні прилипання починає зменшуватися зі зростанням пружної деформації, що пов'язано із суттєвим зменшенням глибини залягання відповідного акцептора Е_А.

Експериментально виявлено поляризаційну залежність спектральних характеристик (СХ) ФП в одноосьово напружених ВН КРТ і InSb, яка є наслідком змін коефіцієнта поглинання обумовлених відмінністю правил відбору для переходів V_±-зони зона провідності. На СХ ФП для полярізації ЕР наявна характерна структура у вигляді чіткої сходинки з високоенергетичного боку від максимуму (краю фундаментального поглинання), яка при підвищенні деформації зсувається в бік вищих енергій. Для поляризації ЕР така особливість на СХ ФП не спостерігається.

Звернуто увагу, що ширина забороненої зони, а відповідно і довгохвильова границя міжзонного поглинання (випромінювання) під впливом пружної ОД зазнає незначних змін. Так, наприклад, при Р=4 кбар зміна Е_g в InSb не перевищує 3 меВ. Це пов'язано із взаємною компенсацією двох механізмів: збільшенням Е_g за рахунок гідростатичної компоненти ОД та її зменшенням на величину Е_о(Р)/2 внаслідок руху підзони V₊ вгору.

Відзначено, що власні міжзонні механізми рекомбінації мають принципове значення, оскільки визначають в ВН верхню теоретичну межу часу життя носіїв струму. Експериментально отримано зміну домінуючого механізму міжзонної рекомбінації (випромі-нювальної і Оже) в ВН внаслідок докорінної зміни енергетичної структури ОД.

Досліджувалися кристали n-КРТ, для яких в певних температурних діапазонах (власна провідність) домінуючим є якийсь один механізм власної міжзонної рекомбінації: для складу х0.20 в діапазоні Т110 К домінує ударна рекомбінації (Оже), а для х0.30 - випромінювальна при Т150 К. На залежностях ф(Р)/ф_о, які було отримано з вимірювань стаціонарної ФП, для х0.30 спостерігається помітне зменшення ф, а для х0.20 - явне зростання зі збільшенням Р. Для максимальних стисків Р (а відповідно і значень відношення Е_о/kТ), які було реалізовано в експерименті, ф змінювалося в декілька разів, що разом з виглядом залежностей ф(Р) достатньо добре узгоджується з теоретичними розрахунками Ф.Т. Васька та М.В. Стріхи (рис. 6). Суттєво, що сам характер зміни ф (зменшення або збільшення) з деформацією однозначно визначає домінуючий механізм власної міжзонної рекомбінації.

Показано, що з підвищенням Р, коли Е_о стає одного порядку з характерною енергією дірок (в досліджених ВН при 78 К Е_оk_BT починаючи вже з Р0.5 кбар) більша частина дірок термалізується в зоні V_+, а оскільки ефективна маса V₊-зони помітно зменшується,

то дірки локалізуються в області малих імпульсів. Таким чином, прямі випромінювальні переходи, які відбуваються лише в області малих імпульсів, йтимуть інтенсивніше, а час життя випромінювальної рекомбінації ф_R падатиме зі збільшенням Р. Для конкурентного випромінювальному - міжзонному процесу ударної рекомбінації (Оже) виникає обернена ситуація. В недеформованих ВН, для яких відношення m_е/m_h дуже мале, Оже-рекомбінація є практично безпороговою, а відтак вельми інтенсивною, особливо в області високих температур. При підвищенні Р пороги Оже-процесів різко збільшаться для всіх каналів, окрім випадку переходу електрона в стан V_--зони з імпульсом паралельним напрямку деформації (ця зона все ще характеризується масою важкої дірки). Тому Оже-переходи електронів будуть відбуватися, головним чином, в стани V_--зони з низьким енергетичним порогом, який все ж перевищує поріг для недеформованого кристалу на величину розщеплення зон V₊ і V_- Деформаційна залежність часу життя для Оже-рекомбінації ф_A відтепер буде визначатися не лише збільшеним порогом, але й концентрацією дірок, яка в V_--зоні

зі зростанням Р експоненційно зменшується із сталою Е_о/kТ. Через ці два фактори темп Оже-рекомбінації повинен суттєво зменшуватись при підвищенні деформації.

Повідомляється про багаторазове підвищення квантового виходу ІЧ-випромінюван-ня із ВН внаслідок суттєвих змін темпів міжзонних рекомбінаційних переходів під дією

пружної ОД. Найсуттєвіше підвишення з з Р очікувалося за умов сильного збудження (робочий режим в напівпровідникових лазерах і світлодіодах), коли з=ф_А/ф_R, а роль Оже-рекомбінації стає визначальною, що пов'язано з сильнішою (кубічною) концентраційною залежністю темпу Оже-рекомбінації порівняно з квадратичною для випромінювальної. Експериментально при різних рівнях фотозбудження (L3.10²³ квант/см².с) досліджувалися зміни з деформацією інтенсивності I міжзонного рекомбінаційного випромінювання із кристалів n-InSb (Т=78 К), яка лінійно залежить від з і при сильному збудженні I(з/ф_А^1/4)Дn^1/2.

При відносно незначних L підвищення з з Р зумовлено головним чином зростанням темпу домінуючих випромінювальних переходів, з спочатку зростає, а вже при Р2 кбар спостерігається насичення І (рис. 7, крива 1). В умовах сильного збудження відбувається більш різке зростання I з Р (рис. 7, кр. 2) внаслідок суттєвого пригнічення домінуючого Оже-процесу з одночасним зростанням швидкості випромінювального.

Наближення до межі міцності кристалу обмежує експериментальні можливості спостереження подальшого підвищення з з Р. Отримані деформаційні залежності I(Р) добре узгоджуються з розрахованими залежностями з(Р). Таким чином, отримане експериментально і з розрахунків значне підвищення пружним одноосьовим деформуванням інтенсивності і квантового виходу міжзонного рекомбінаційного випромінювання із ВН дозволяє поширити межі їх застосування для створення ІЧ випромінювачів.

Четвертий розділ присвячено дослідженню властивостей монокристалів та структур ВН КРТ (х0.20) і МРТ (х0.10) n- і р-типу провідності з приповерхневими та об'ємними неоднорідностями і дефектами, які утворено, відповідно, при нанесенні на вільну поверхню анодного окислу АО, або під час пластичного деформування. Зазначено добре встановлений факт: поява внаслідок пасивації АО поверхні КРТ і МРТ, в окислі (на межі розподілу окисел-напівпровідник) фіксованого позитивного заряду великої густини (10¹¹-10¹² см^--2). Наведено методи і методики вимірювань та параметри зразків.

На об'ємних кристалах вимірювання СХ ФП і ФМЕ (Т80 К), а також температурних залежностей R_Х та с здійснювалося в такій послідовності: до нанесення АО, після нанесення АО, після ультрафіолетового (УФ) опромінення і, нарешті, - після вилучення АО. Інколи, для з'ясування часової стабільності параметрів, вимірювання на зразках з АО повторювалися через деякий час (від декількох тижнів до декількох місяців).

Нанесення АО суттєво змінювало вигляд вихідних СХ ФП та ФМЕ і ці зміни були якісно різними для кристалів n- і р-типу, оскільки значний позитивний заряд в окислі спричиняє в першому випадку збагачувальний приповерхневий вигин зон і відповідне зменшення швидкості поверхневої рекомбінації s, а в р-типі - виснажливий або навіть інверсійний вигін зон і зростання s. УФ-опромінення поверхні з АО усувало приповерхневий вигин зон і відповідно змінювало s, а фотохарактеристики за величиною сигналу і виглядом СХ наближалися до вихідних, при цьому в кристалах р-КРТ s і фотосигнали не

досягали вихідних значень, а в n-типі зміни перевищували відповідні значення - s ставало більше, а фотосигнали менше первісних. Стосовно змін R_Х та с: в n-кристалах вони були тривіальними - відбувалися концентраційні за суттю зміни їх величин, а в р-КРТ після окислення поверхні R_Х в усьому діапазоні температур (4.2-300 К) ставав негативним за знаком. Однак після УФ-опромінення знак R_Х в р-КРТ знов змінювався на позитивний зі зниженням Т (при переході від власної до домішкової провідності). Такі ж зміни R_Х та с (як після УФ-опромінення) спричиняло вилучення (травником) АО, і після кожної із цих процедур як в n - так і в р-кристалах R_Х та с практично досягали первісних значень. Зміни ФП і ФМЕ внаслідок вилучення АО порівняно зі змінами після УФ-опромінення суттєво відрізнялися для n- і р-КРТ: якщо для n-кристалів в обох випадках результат змін практично однаковий, то в р-типі кожний із цих впливів веде до якісно протилежних змін фотохарактеристик. СХ ФМЕ в р-КРТ з АО і після його вилучення мали нестандартний вигляд - з довгохвильовим максимумом. Зауважено, що після вилучення АО УФ-опромінення аж ніяк не змінювало характеристики кристалів n- і р-типу.

Аналіз отриманих результатів (головним чином, неможливість пояснити всі зміни характеристик виключно впливом приповерхневого вигину зон внаслідок зарядового стану окислу) навів до висновку про наявність в зразках з АО приповерхневої концентраційної неоднорідності, яка виникає, скоріш за все, в процесі окислення і поширюється (з часом) від поверхні на вістань сумірну з біполярною довжиною дифузійного зсуву нерівноважних носіїв струму. Така неоднорідність характеризується підвищеною (в зразках n-типу), або зменшеною (в р-типі) концентрацією основних носіїв струму. Експериментальне підтвердження висунутого припущення було отримано за допомогою послідовного багаторазового стравлювання шарів кристалів (завтовшки по 2-3 мкм) до остаточної стабілізації всіх характеристик. Глибина стравлювання, за якої досягається насичення зазначених величин (що свідчить про досягнення початкового стану кристалу), в наших дослідах знаходилася в межах 10-40 мкм і залежала від багатьох причин (вихідних параметрів матеріалу, товщини АО, тощо), але найбільше від часу витримки зразків після окислення.

Подано результати таких самих (за суттю і послідовністю як на кристалах КРТ) вимірювань, які було виконано на кристалах МРТ (х=0.09-0.12) n- і р-типу з АО. Отримані зміни залежностей фото- і електрофізичних характеристик були якісно схожими до аналогічних для КРТ, що наведено вище. Визначено відповідні параметри кристалів МРТ.

Зазначається, що вимірювання фото- і гальваномагнітних явищ в ЕШ з АО виконувалися так само і в тій же послідовності (за винятком пошарового стравлювання) як і для об'ємних монокристалів. Важливою відмінністю було те, що в усіх випадках спектральні залежності ФП і ФМЕ вимірювались двічі - при збудженні ЕШ з боку як вільної поверхні, так і підкладки. Необхідність таких вимірювань фотоефектів пов'язана з низкою особливостей ЕШ з окисленою вільною поверхнею. По-перше, в досліджуваних структурах товща фоточутливого ЕШ сумірна дифузійній довжині носіїв струму (25 мкм) і в цьому випадку час життя носіїв залежить від стану як вільної (лицьової), так і зворотньої (що стикається з підкладкою) поверхні. По-друге, структурам Cd_xHg_1-xTe/CdTe і особливо вирощеним за методою рідинно-фазової епітаксії, якими є наші зразки, притаманна варизонність (градієнт складу х), що максимальна поблизу межі розподілу ЕШ-підкладка і спрямована до вільної поверхні. В наших зразках товща варизонного шару на гетеромежі досягала 10 мкм До того ж роль АО більш суттєва в ЕШ, порівняно з об'ємними кристалами, через різні співвідношення між товщиною зразка і характерним розміром об'ємного просторового заряду (ОПЗ), що індукується АО.

Виконано і наведено аналіз змін характеристик ФП і ФМЕ ЕШ КРТ, які виявилися доволі складними. Практично всі особливості фото- і електрофізичних характеристик ЕШ КРТ n- і р-типу провідності пояснено з урахуванням змін приповерхневого вигину зон і швидкості поверхневої рекомбінації (через зміни зарядового стану поверхні з АО), а також навністю поля біля гетеромежі, що зумовлено градіентом ширини забороненої зони. Так, немонотонні (знакозмінні) спектральні залежності ФМЕ, що притаманні ЕШ КРТ з АО (для n- і р-типу), зумовлено наявністю як приповерхневого вигину зон, так і поля, яке є наслідком градієнта ширини забороненої зони (варизонності). Вигляд СХ ФМЕ значно різниться при збудженні ЕШ з лицьового боку і з боку підкладки, коли дифузійна і польова складові потоків нерівноважних носіїв, відповідно, протилежні за напрямком, або збігаються. УФ освітлення по різному впливає на нормальну (позитивну за знаком) і аномальну (негативну) складові залежностей струму ФМЕ в структурах n- і р-типу, однак не змінює саму немонотонність, що спостерігається. В змінах ФП в ЕШ р-КРТ визначальним виявився механізм роз'єднання нерівноважних носіїв на планарному р-n-переході біля окисленої поверхні з первісним інверсійним вигином зон.

Відзначено, що, при освітленні з боку підкладки, ЕШ р-КРТ з АО виявляли високу чутливість в режімі реєстраціїї ФМЕ і фотосигнал в усьому спектральному діапазоні фоточутливості був позитивним за знаком, що пов'язано із співпадінням напрямків дифузійного і польових потоків фотоносіїв.

Вперше виявлено аномалії ФМЕ в кристалах ВН р-КРТ (х0.20): знакозмінна поведінка сигналу V_ФМЕ(Н) в діапазоні температур 4.2-30 К, коли концентрація вільних дірок зменшується (внаслідок виморожування) на порядки і відповідно змінюється співвідно-шення концентрацій рівноважних р і нерівноважних Др носіїв струму. Залежність ефектив-ної довжини біполярної дифузії носіїв від цього співвідношення, а також наявність приповерхневого вигину зон (внаслідок окислення поверхні) зумовлюють аномаліїї ФМЕ, які спостерігаються в р-КРТ і є польовими за природою. Вирішальну роль співвідношення Др/р в аномаліях ФМЕ доведено вимірюваннями, в яких в одному випадку Др змінювалося інтенсивністю випромінювання, а в другому р - за допомогою пружної ОД (рис. 8).

В цьому ж розділі досліджено вплив генерації дислокацій при пластичному деформуванні на електронні властивості кристалів КРТ (х0.20) n- і р-типу. Ця проблема має значний практичний інтерес, оскільки КРТ належить до надзвичайно пластичних кристалів і застосування будь яких механічних обробок зразків, що необхідні для виготовлення приладів, призводить до генерації дислокацій.

До і після пластичного деформування вивчалися температурні (4.2-300 К) і магнітопольові (Н=0-70 кЕ) залежності електропровідності і R_Х, а також характеристики фотоефектів. Густина дислокацій (N_dis) у вихідних кристалах становила (2-5).10⁵ см^-2, а максимальна N_dis, що вносилася деформуванням, не перевищувала 7.10⁶ см^-2 (за даними металографії). Пластичне деформування здійснювалося одноосьовим стиском переважно при Т=300 К та інколи при значно нижчих Т. Це дозволяло отримувати первинну картину дефектоутворення в кристалі, на яку слабко впливають процеси дифузії та анігіляції утворених дефектів, що відбуваються при Т300 К. За результатами вимірювань визначено (наведено в таблиці) електрофізичні (концентрації і рухливості) та рекомбінаційні (часи життя і швидкості поверхневої рекомбінаціїї) параметри кристалів до і після деформування.

Встановлено, що генерація навіть відносно незначної густини дислокацій спричиняє суттєві зміни всіх властивостей КРТ. В кристалах n-типу відбувається значніше зменшення рухливості електронів порівняно зі зростанням їх концентрації (за тієї ж N_dis), що вказує на взаємну компенсацію значної кількості дефектів, які утворено при деформуванні. Як наслідок, такі дефекти роблять внесок лише в процеси розсіювання носіїв струму і практично не впливають на їх концентрацію. В р-КРТ з дислокаціями деформаційного походження зміна знаку R_Х при переході від власної до домішкової провідності відбувається при нижчих ніж в вихідному стані Т (60 К), що певно і стало причиною помилкового висновку в деяких роботах (де вимірювання велися при Т78 К) щодо спричиненого пластичним деформуванням переходу від р - до n-типу провідності. Пояснено також причини появи в діапазоні 4.2-40 К переходу від активаційної провідності до металічної (на кривих R_Х і с практично зникають ділянки виморожування дірок та стрибкової провідності) і багаторазової зміни знаку R_Х в залежності від Т і Н, що спричиняє пластичне деформування.

Підкреслено, що зміни фотосигналів після пластичного деформування кристалів КРТ значно перевищували аналогічні зміни с і м, які, в свою чергу, переважали концентраційні зміни. Виявилося, що характер спектральних залежностей і величини ФМЕ і ФП практично не змінювалися повторним хімічним травленням деформованих зразків n- і р-типу. Тобто зазначені зміни визначаються, головним чином, об'ємними параметрами кристалів.

Запропоновано модель неоднорідного напівпровідника, що включає «матрицю» кристалу та трубки зі зміненим типом провідності навколо заряджених ядер крайових дислокацій, в межах якої отримали несуперечливе пояснення зміни властивостей кристалів КРТ n- і р-типу, а також особливості деградації їх параметрів і характеристик внаслідок пластичного деформування, які виявлено в експериментах. Показано, що зміни електрофізичних властивостей кристалів КРТ, підданих пластичному деформуванню, визначаються не безпосередньо дислокаціями, а електронними станами точкових дефектів, генерованих під час руху дислокацій. Встановлено, що дислокації і деформаційні дефекти в КРТ є ефективними центрами рекомбінації, чим і зумовлено різкіші зміни фотоелектронних властивостей порівняно з іншими електрофізичними властивостями.

У п'ятому (практично-прикладному) розділі запропоновано принципово новий двокоординатний позиційно-чутливий напівпровідниковий фотоелемент, який функціонує в режимі реєстрації фотомагнітної ерс (ФМЕ-ДКФЕ). Наведено опис конструкційного рішення і фізичні засади його роботи, а також принцип конструювання і методику визначення оптимальних характеристик матеріалу, що необхідні для отримання граничних (для певної задачі) параметрів ФМЕ-ДКФЕ.

ФМЕ-ДКФЕ (рис. 9) вміщує сформовану на підкладці напівпровідникову фоточутливу плівку (ЕШ) 1, яку виконано у формі змійок, що поширюються від центрального контакту 2 по двом взаємоперпендикулярним координатам Х і У та мають на кінцях електричні контакти 3 і 4. Вільна поверхня ЕШ захищена пасивуючим покриттям 5.

Діафрагма 6 розташована зі зворотного боку і прилягає безпосередньо до підкладки 7. Діафрагма закриває контакти від випромінювання, яке спрямовується з боку підкладки, та надає форми й розміри поверхні змійок, що освітлюються. ФЕ розташовується між полюсами феритового мікромагніту таким чином, що напрямки відповідних координат (Х і У), уздовж яких поширюються змійки, складають 45⁰ до напрямку магнітного поля Н. Мікромагніт повинен забезпечувати достатньо сильне (холівський кут більше за одиницю) і однорідне магнітне поле в області розташування чутливих елементів ФМЕ-ДКФЕ. Усе разом розташовано в корпусі з тонкого магнітного металу, що екранує фотоелемент від зовнішнього магнітного поля.

Контакти 2, 3 та 2, 4 попарно підключено до входу реєструючої системи. Випромінювання спрямовується зі зворотного боку підкладки 7 крізь діафрагму 6. На рис. 8 (в) показано ділянки змійок ФЕ, що освітлюються за падінням випромінювання перпендикулярно до поверхні підкладки. При цьому освітлюються рівні ділянки сусідніх плеч змійок, а фотомагнітні ерс, що виникають у цих плечах, рівні за величиною і протилежні за знаком. В цьому випадку результуючі ерс ФМЕ, які вимірюються з контактів 2, 3 та 2, 4 дорівнюють нулю. Зміщення потоку світлового випромінювання (за відхилення від вертикального напрямку падіння) по Х чи У координаті, або по обом одночасно, призводить до збільшення площі освітлюваної у одного та її зменшення у другого з двох сусідніх плеч змійки. Внаслідок цього на відповідній парі контактів, або на обох парах одночасно, виникає корисний сигнал (відмінна від нуля результуюча фотомагнітна ерс), який зростає зі збільшенням зміщення, а знак якого визначає напрямок зміщення випромінювання. З наведеного вище зрозуміло, що максимальний сигнал буде спостерігатись при повному освітленні одного із сусідніх плеч, коли на друге сусіднє плече випромінювання зовсім не падає.

Подано приклад вибору оптимальних характеристик матеріалу і визначення відповідних параметрів елементів ФМЕ-ДКФЕ для отримання максимальної фоточутливості при реєстрації випромінювання з л=10.6 мкм при температурах 210 К і 80 К. Розглянуто ДКФЕ, який являє собою епітаксійну структуру прямокутної форми з площею 7х2.2 мм², що розташовано між полюсами феритового мікромагніта з площею полюсів 10х4 мм² та напруженістю магнітного поля на відстані 2.5 мм Н5 кЕ і відповідно H_x=H_y=H/(2)^1/23.5 кЕ. Зауважено, що саме параметри наявного мікромагніта визначали лінійні розміри запропонованого ФЕ, які можуть і відрізнятись, що, однак, не змінює суті.

Не маючи можливості виготовити ФМЕ-ДКФЕ (хоча необхідна звичайна планарна напівпровідникова технологія), ми користувалися так званим, експериментально-апроксимаційним методом при визначенні вольтової чутливості ДКФЕ. Зважаючи на те, що результуюча ФМЕ ерс такого ДКФЕ дорівнює сумі ФМЕ ерс всіх елементарних ділянок, ми експериментально визначали вольтову чутливість ділянки певної довжини, а потім підраховували загальну чутливість ФМЕ-ДКФЕ (всієї фоточутливої змійки). Епериментально було визначено чутливість зразків ЕШ КРТ товщиною 20 мкм і шириною 100 мкм і отримано наступні значення параметрів ФМЕ-ДКФЕ:

210 К. Епітаксійна структура р-Hg_1-xCd_xTe/CdTe з х0.168 і N_A-N_D=2,9.10¹⁶ см^-3. При максимальному (лінійному на 50 мкм, або кутовому на 46^о) відхиленні променя (наприклад, в х-напрямку) інтегральна вольтова чутливість ФМЕ-ДКФЕ (максимальна ФМЕ ерс) становить ~75 В / Вт (загальна довжина х-змійок 5 см). Пеленгаційна характеристика, тобто його чутливість до зміщення в х-напрямку (або у-) на 1 мкм по поверхні ФЕ ~1.5 В / Вт.мкм.

80 К. Епітаксійна структура р-Hg_1-xCd_xTe/CdTe (х0.20) з N_A-N_D=2,6.10¹⁵ см^-3. Інтегральна вольтова чутливість ~500 В / Вт (за тих же максимальних відхилень), пеленгаційна чутливість ~10 В / Вт.мкм.

Розроблений ФМЕ-ДКФЕ має наступні позитивні властивості: достатньо висока вольтова чутливість і розрізнювальна спроможність; високий рівень сигналу на виході не

потребує подальшого суттєвого підсилення; спрощується схема реєстрації; вихідний сигнал не залежить від фонового засвітлення (ортогональне освітлення випромінюванням дає нульовий сигнал на виході). Такі ФМЕ-ДКФЕ можна застосовувати в різних диапазонах спектру, що визначається використанням різноманітних напівпровідникових матеріалів з відповідними характеристиками при виготовленні фоточутливих структур.

Висновки

Викладені в дисертаційній роботі результати досліджень закономірностей змін і особливостей механізмів рекомбінації, нерівноважних процесів та фотоелектронних і елек-трофізичних властивостей кристалів і ЕШ ВН та БН, що відбуваються внаслідок перебудови енергетичної структури під впливом температури, ОД, електричного та квантуючого магнітного поля, або пасивації поверхні АО чи пластичного деформування, дозволили не лише остаточно з'ясувати причини і пояснити низку нетревіальних експериментальних результатів (деякі отримано і попередниками), але й надали інформацію про нові, вперше виявлені нами в цих напівпровідникових сполуках, електронні явища. Отримані нами результати і висновки окрім суто наукового, становлять і значне практичне значення - їх врахування може виявитися корисним при розробці і виготовленні ІЧ-приладів, хоча б з огляду на пропозицію можливих напрямків суттєвого покращення параметрів фотоелементів, та ще й поширення межі застосування ВН як ІЧ-випромінювачів.

Найважливішими науковими результатами і висновками можна вважати наступні:

1. В БН Cd_xHg_1-xTe (х>0.145) в одноосьово-напpуженому станi відбувається iнвеpсiя типу пpовiдностi, спостеpiгається поява в валентнiй зонi дipок з аномально високою pухливiстю, в pезультатi чого виникає подвiйний пеpехiд пpовiдностi метал-дiелектpик-метал. Цi явища є наслiдком pадикальної тpансфоpмацiї енеpгетичного спектpу БН одноосьовим напpуженням, яка включає виникнення енеpгетичної щiлини, вихiд у цю щiлину pезонансних домiшкових piвнiв, змiну поpядку зон Г₈ i Г₆ в точцi k=0 i, наpештi - ствоpення бокових (k0) екстpемумiв у зони важких дipок.

2. Встановлено і досліджено різке зростання сигналу НВЧ-ФП міліметрового діапазону в БН КРТ при розкритті енергетичної щілини магнітним полем або ОД. Доведена домінуюча роль в цьому зростанні концентраційної складової, що пов'язана з перерозподілом електронів між акцепторними станами і зоною провідності та виникає внаслідок розігрівання електронів НВЧ-випромінюванням (окрім звичайної -ФП, яка зумовлена зміною рухливості електронів з підвищенням їх ефективної температури Т_е).

Виявлено появу значної ІЧ-фоточутливості БН КРТ, які в вихідному стані є практично нефоточутливими через надто велику швидкість Оже-рекомбінації, внаслідок пригнічення Оже-процесу при зростанні енергетичної щилини під впливом магнітного поля або ОД.

3. Вперше виявлено і досліджено спонтанне випромінювання ТГц діапазону із кристалів БН КРТ. Встановлено, що на характер залежності інтенсивності спонтанного випромінювання від напруженості прикладеного електричного поля Е і на вигляд вольтамперної залежності суттєво впливає величина пружної ОД стиску, підвищення якої спричиняє зростання темпу міжзонних випромінювальних переходів.

4. Вперше отримано електромагнітне випромінювання (л100 мкм) стимульованого типу із одноосьово напружених БН КРТ (х0.14), інвертований стан в яких створювався електричним полем, що перевищувало межу домішкового пробою (ударна іонізація). Стимульований характер випромінювання підтверджують: наявність порогів в значеннях Р та Е, при яких відбувається стрибок інтенсивності (на 3-4 порядки) з одночасним різким зростанням струму (в 4-6 разів), кореляція цих порогів, значна інтенсивність випромінювання, а також визначальна роль стану поверхні і паралельності бокових граней. Запропоновано фізичну модель виникнення генерації.

5. Пеpебудова валентної зони одноосьовим напpуженням пpизводить до пpотилежної дiї на два основнi мiжзоннi механiзми pекомбiнацiї у ВН: в той час як темп випpомiнювальної pекомбiнацiї збiльшується з Р, темп безвипpомiнювальної pекомбiнацiї Оже суттєво зменшується, що пов'язано зі зpостанням енеpгетичних поpогiв для удаpної Оже-pекомбiнацiї. В pезультатi може бути пiдвищено гpаничне значення часу життя носiїв i вiдповiдно - фоточутливiсть ВН. Сам хаpактеp змiн (зpостання чи спад) часу життя дозволяє однозначно iдентифiкувати домiнуючий за цих умов механiзм pекомбiнацiї.

6. Особливостi pекомбiнацiйних пpоцесiв в ВН p-КРТ в низькотемпеpатуpнiй областi (Т=4.2-30 К), зокрема - piзка асиметpiя часiв життя електpонiв i дipок, пов'язано з двома фактоpами: вимоpожуванням основних носiїв (дipок) на акцептоpний piвень, з одного боку, i з участю в pекомбiнацiйних пеpеходах додаткового центpа pекомбiнацiї - з iншого боку. Вказаний центp вступає в дiю пpи зниженні темпеpатуpи з вiдповiдним зниженням piвня Феpмi, коли енеpгетичнi piвнi центpа звiльнюються вiд електpонiв. За допомогою пружної ОД з'ясовано тип цього центру і визначено його енергетичне положення.

7. Виявлено, що при Т30-40 К пружна ОД якісно протилежно впливає на процеси рекомбінації в р-КРТ порівняно зі зниженням Т: поряд зі зростанням ф_n (ф_ФМЕ) з підвищенням Р спостерігається помітне зменшення ф_р (ф_ФП). Визначальним тут є суттєве зростання концентрації вільних дірок в V₊-зоні за рахунок деформаційного спустошення акцепторних станів - ефект зворотний до виморожування дірок (ефект «деформаційного википання»).

Вперше встановлено і доведено можливість застосування ОД для визначення типу рекомбінаційного центру в р-КРТ: підвищення Р в області граничних значень спричиняє (внаслідок зменшення ефективної маси) значне зменшення перерізу захвату на мілкий акцептор, в той час як переріз захвату на глибокий акцептор збільшується.

Показано, що в ВН n-КРТ пружне деформування дозволяє виявляти центри захоплення дірок. За значних Р вдається усувати сам механізм захоплення внаслідок різкого зменшення глибини залягання акцепторного рівня прилипання і відповідного зменшення часу знаходження на ньому неосновних носіїв.

8. Вперше експериментально виявлено поляризаційну залежність спектральних характеристик ФП в одноосьово напружених ВН КРТ і InSb, що обумовлена розщепленням V-зони і відмінністю правил відбору для переходів V_±-зони зона провідності. На СХ ФП для полярізації ЕР наявна характерна структура у вигляді чіткої сходинки з високоенергетичного боку від максимума (края фундаментального поглинання), яка при підвищенні величини Р зсувається в бік вищих енергій. Для поляризації ЕР така особливість на СХ ФП не спостерігається.

9. Показано принципову можливість багаторазового підвищення інтенсивності (I) і квантового виходу (з) міжзонного рекомбінаційного ІЧ випромінювання внаслідок різкої зміни темпу домінуючих міжзонних рекомбінаційних переходів під впливом пружної ОД.

Вперше отримано значне зростання I(Р) і суттєве підвищення з за актуальних умов сильного збудження (робочий режим в напівпровідникових лазерах і світлодіодах), коли зі збільшенням Р не лише підвищується темп випромінювальних переходів, що є визначаль-

ним за умов відносно незначного збудження, але й суттєво пригнічується домінуючий за цих умов Оже-процес.

10. В магнiтопольових залежностях фотоелектронних хаpактеpистик ВН (КРТ, МРТ, InSb і InAs) n-типу виявлено квантовi осциляцiї ШГ, що пов'язанi з квантуванням енеpгетичного спектpу електpонiв. Встановлено, що в тому випадку, коли фотоефекти визначаються pозiгpiванням електpонiв випромінюванням, вимірювання ФП є набагато чутливішим методом реєстрації наявних квантових осциляцій порявняно з іншими (гальваномагнітними) явищами. Збудження зразка модульованим за амплітудою випромінюванням в умовах розігрівання електронів випромінюванням спричиняє фактично модуляцію електронної температури, що і зумовлює високу чутливість сигналу ФП до квантових осциляцій ШГ, оскільки амплітуда останніх експоненційно залежить від Т. Розігрівна природа дослідженої ФП підтверджена експериментально: виявлена ідентичність осциляційних картин польових залежностей ФП і м-ФП для тих же зразків.

Вперше в кристалах і структурах n-МРТ при низьких температурах виявлено квантові осциляції ФМЕ, що є наслідком домінування розігрівання електронів випромінюванням.

11. Значнi якiснi та кiлькiснi змiни електронних властивостей кpисталiв КРТ n- i p-типу внаслiдок генеpацiї в них дислокацiй знаходять несуперечливе пояснення в межах моделі неоднорідного напівпровідника, що включає «матрицю» кристалу та трубки зі зміненим типом провідності навколо заряджених ядер крайових дислокацій.

Вперше встановлено, що зміни електрофізичних властивостей кристалів КРТ, які відбуваються внаслідок пластичного деформування, визначаються не безпосередньо внесеними деформуванням дислокаціями, а електронними станами точкових дефектів, генерованих під час руху дислокацій.

Показано, що дислокації і деформаційні дефекти в КРТ є ефективними центрами рекомбінації, чим і зумовлено більш різкі зміни фотоелектронних властивостей порівняно з іншими електрофізичними.

12. Визначено фотоелектронні і деякі електрофізичні властивості кристалів і епітаксійних шарів (ЕШ) ВН КРТ і МРТ з анодно окисленими вільними (лицьовими) поверхнями, зарядовий стан яких і відповідні характеристики приповерхневої області змінюються УФ опроміненням.

Доведено наявність в кристалах з АО приповерхневої концентраційної неоднорідності, яка виникає в процесі окислення і з часом поширюється вглиб зразка на великі (сумірні з дифузійними довжинами носіїв струму) відстані, чим і пояснюються зміни в фотоефектах.

Виявлено і пояснено особливості поведінки СХ фотоефектів в ЕШ n- і р-типу з АО та їх відмінності при освітленні з лицьової поверхні і з боку підкладки.

13. Запропоновано принципово нову конструкцію двокоординатного позиційно-чутливого фотоелементу, який функціонує в режимі реєстрації фотомагнітної ерс (ФМЕ-ДКФЕ). Він має низку переваг порівняно з існуючими аналогами і високу вольтову чутливість, а спектральний діапазон визначається застосуванням відповідного напівпровідникового матеріалу.

Достовірність отриманих результатів забезпечена використанням глибоко обгрунтованих методів і методик досліджень, матеріалів потрібної якості з необхідними параметрами, атестованих приладів і підтверджена високою відтворюва-ністю експериментальних результатів, які багаторазово перевірялися і постійно співставлялися з результатами проведених розрахунків. При наявності літературних даних про подібні експериментальні дослідження, проводилося порівняння отриманих результатів і в разі виявлення розбіжностей ретельно аналізувалися їх причини.

Список основних публікацій здобувача за темою дисертації

1. Гасан-заде С.Г., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Квантовые осцилляции фотопроводимо-сти в полупроводниках при разогреве электронов излучением // ФТП. - 1982.-Т.16, №9.-С. 1706-1709.

2. Гасан-заде С.Г., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Фотоэлектрические явления в n-Cd_xHg_1-xTe при одноосной деформации // ФТП. - 1983.-Т.17, №11.-С. 1913-1917.

3. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Фотопроводимость бесщелевого полупроводника при образовании энергетической щели // Письма ЖЭТФ. - 1984.-Т.39, №12.-С. 553-556.

4. Гасан-заде С.Г., Прокопчук Л.Ф., Шепельский Г.А. Фотоэлектромагнитный эффект и фотопроводимость в р-Cd_xHg_1-xTe при низких температурах // ФТП. - 1984.-Т.18, №3.-С. 563 - 565.

5. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Шепельский Г.А. Фотопроводимость антимонида индия при магнитном вымораживании электронов // ФТП. - 1984.-Т.18, №12.-С. 2231-2233.

6. Васько Ф.Т., Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Шепельский Г.А. Инверсия проводимости и аномально высокая подвижность дырок в бесщелевом полупроводнике при одноосной деформации // Письма ЖЭТФ. - 1985.-Т.41, №3.-С. 100-102.

7. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Шепельский Г.А. Переход проводимости металл-диэлектрик-металл индуцированный одноосной деформацией в бесщелевом полупроводнике Hg_1-xCd_xTe // Письма ЖЭТФ. - 1986.-Т.44, №11.-С. 518-520.

8. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Шепельский Г.А. Воздействие магнитного поля на индуци-рованный одноосной деформацией переход бесщелевой полупроводник-обычный полупроводник (БП-ОП) в Hg_1-xCd_xTe // ФТП. - 1987.-Т.21, №4.-С. 585-591.

9. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Шепельский Г.А. Переход проводимости металл-диэлектрик-металл в бесщелевом полупроводнике Hg_1-xCd_xTe индуцированный одноосной деформацией // ФТП. - 1987.-Т.21, №6.-С. 1060-1063.

10. Гасан-заде С.Г., Ромака В.А., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Образование энергетической щели у полуметалла Hg_1-xCd_xTe при одноосной деформации // ФТП. - 1987.-Т.21, №11.-С. 2066-2071.

11. Васько Ф.Т., Гасан-заде С.Г., Стриха М.В., Шепельский Г.А. Изменение механизма рекомбинации в узкощелевых полупроводниках при одноосном сжатии // Письма ЖЭТФ. - 1989.-Т.50, №6.-С. 287-290.

12. Гасан-заде С.Г., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Романов В.А., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Влияние пластической деформации на фотомагнитный эффект и фотопроводимость в кристаллах Cd_xHg_1-xTe // ФТП. - 1989.-Т.23, №1.-С. 85-89.

13. Гасан-заде С.Г., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Фридрих Е.С., Шепельский Г.А. Влияние анодного окисления поверхности на характеристики фотопроводимости и фотомагнитного эффекта в кристаллах Cd_xHg_1-xTe // ФТП. - 1991.-Т.25, №5.-С. 871-875.

14. Буянов А.В., Гасан-заде С.Г., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Романов В.А., Фридрих Е.С., Шепельский Г.А. О спектральной зависимости фотопроводимости и фотомаг-

нитного эффекта в эпитаксиальных слоях Cd_xHg_1-xTe/CdTe с анодно-окисленной свободной поверхностью // ФТП. - 1992.-Т.26, №4.-С. 629-635.

15. Гасан-заде С.Г., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Каленик В.И., Раренко И.М., Романов В.А., Шепельский Г.А. Характеристики фотопроводимости и фотомагнитного эф-

фекта в кристаллах Mn_xHg_1-xTe с анодно-окисленными поверхностями // ФТП. - 1992.-Т.26, №6.-С. 1100-1103.

16. Гасан-заде С.Г., Шепельский Г.А. Рекомбинационные механизмы и кинетические явления в одноосно-напряженном Cd_xHg_1-xTe // ФТП. - 1993.-Т.27, №8.-С. 1326-1334.

17. Гасан-заде С.Г., Богобоящий В.В., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Шепельский Г.А. Особенности температурных и спектральных характеристик фотопроводимости и фотомагнитного эффекта в р-Hg_1-xCd_xTe при низких температурах // ФТП. - 1993.-Т.27, №9.-С. 1508-1515.

18. Гасан-заде С.Г., Жадько И.П., Зинченко Э.А., Сочинский Н.В., Шепельский Г.А. Особенности фотопроводимости и фотомагнитного эффекта в эпитаксиальных слоях Mn_xHg_1-xTe при низких температурах // ФТП. - 1994.-Т.28, №5.-С. 802-807.

19. Васько Ф.Т., Гасан-заде С.Г., Стриха М.В., Шепельский Г.А. Поляризационно-зависимая фотопроводимость в одноосно-деформированных узкощелевых полупроводниках // ФТП. - 1995.-Т.29, №4.-С. 708-713.

20. Гасан-заде С.Г., Каленик В.И., Шепельский Г.А. Низкотемпературные особенности фотоэлектрических характеристик Mn_xHg_1-xTe // ФТП. - 1996.-Т.30, №1.-С. 63-70.

21. Гасан-заде С.Г., Сальков Е.А., Шепельский Г.А. Фотоэлектрические и фотомагнитные свойства бесщелевого Cd_xHg_1-xTe в инфракрасной и миллиметровой области спектра излучения при раскрытии энергетической щели // ФТП. - 1997.-Т.31, №1.-С. 35-42.

22. Гасан-заде С.Г. Вплив одновісного напруження на час життя носіїв струму в кристалах n-Cd_xHg_1-xTe // УФЖ. - 1998.-Т.43, №3.-С. 361-362.

23. Гасан-заде С.Г. Подвійний фазовий перехід провідності у безщілинному Cd_xHg_1-xTe при низьких температурах // УФЖ. - 1998.-Т.43, №5.-С. 604-606.

24. Гасан-заде С.Г., Шепельский Г.А. О процессах захвата неосновных носителей тока в Cd_xHg_1-xTe n-типа при низких температурах // ФТП. - 1998.-Т.32, №4.-С. 436-438.

25. Gasan-zade S.G., Salkov E.A., Shepelskii G.A. Far infrared photoelectric phenomena in gapless Hg_1-xCd_xTe // Opto-electronics review. - 1998.-Vol.6, N4.-P.257-262.

26. Гасан-заде С.Г. Особливості НВЧ-фотопровідності безщілинного Cd_xHg_1-xTe у сильному магнітному полі // УФЖ. - 1998.-Т.43, №5.-С. 595-597.

27. Гасан-заде С.Г. Деградация параметров полупроводниковых структур при термоциклировании и электрическая активность дислокаций в n-Cd_xHg_1-xTe // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. - 1998.-Вып.33.-С. 91-93.

28. Гасан-заде С.Г. Фотоелектричні властивості структур n-Cd_0.2Hg_0.8Te/ CdTe з анодним окислом // УФЖ. - 1998.-Т.43, №10.-С. 1300-1302.

29. Гасан-заде С.Г., Стриха М.В., Шепельский Г.А. Низкотемпературные аномалии фотоэлектромагнитного эффекта в Cd_xHg_1-xTe р-типа проводимости // ФТП. - 1999.-Т.33, №5.-С. 574-579.

30. Богобоящий В.В., Гасан-заде С.Г., Шепельский Г.А. Активационная проводимость и переход метталл-диэлектрик в примесной зоне легированных кристаллов узкощелевого р-Hg_1-xCd_xTe // ФТП. - 2000.-Т.34, №4.-С. 411-417.

31. Венгер Е.Ф., Гасан-заде С.Г., Стриха М.В., Старый С.В., Шепельский Г.А. Дальнее инфракрасное стимулированное и спонтанное излучение в одноосно-деформированном бесщелевом Hg_1-xCd_xTe // ФТП. - 2000.-Т.34, №7.-С. 791-795.

32. Гасан-заде С.Г., Старый С.В., Стриха М.В., Шепельский Г.А. Низкотемпературные особенности фотоэлектрических свойств кристаллов Cd_xHg_1-xTe с дырочной проводимостью: влияние вымораживания дырок и упругого напряжения // ФТП. - 2000.-Т.34, №10.-С. 1187-1193.

33. Гасан-заде С.Г., Старый С.В., Стриха М.В., Шепельский Г.А., Бойко В.А. Упруго-напряженное состояние в узкощелевых полупроводниках: принципиальная возможность повышения квантового выхода инфракрасного излучения // Письма ЖЭТФ. - 2001.-Т.73, №9.-С. 561-564.