Содержание к диссертации
Введение
1 Технология получения, особенности структуры и состава пленок Pbi.xSnxTe 40
1.1 Введение 40
1.2 Установка для молекулярно-лучевой эпитаксии пленок Pbi.xSnxTe 46
1.3 Молекулярно-лучевая эпитаксия пленок Pbi.xSnxTe на полупроводниковых подложках 50
1.4 Предэпитаксиальная обработка подложек ВаБг 59
1.5 Получение, структура и химический состав нелегированных пленок Pbi.xSnxTe на подложках ВаБг 67
1.6 Получение, структура и химический состав легированных индием пленок Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 79
1.7 Коррекция свойств пленок Pbi.xSnxTe
1.8 Выводы 100
2 Электрофизические и фотоэлектрические свойства нелегированных пленок Pbi.xSnxTe 101
2.1 Введение 101
2.2 Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pb,.xSnxTe 103
2.3 Гальваномагнитные свойства пленок Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 109
2.4 Шум в пленках Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 127
2.5 Фотоэлектрические свойства пленок Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 130
2.6 Рекомбинационные процессы в нелегированных пленках Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 133
2.7. Выводы 148
Р-п- и гетеропереходы и фотоприемники на основе нслегированных пленок Pbi.xSnxTe на подложках BaF2 149
3.1. Методы изготовления фоточувствительных структур 149
3.2. Фотоэлектрические свойства фоточувствительных структур на основе р-пи гетеропереходов в Pbi-xSnxTe 158
3.3 Избыточный шум фоточувствительных структур на основе р-пи переходов в Pbi.xSnxTe и его связь с вольтамперными характеристиками 170
3.4 Характеристики одиночных фотодиодов и многоэлементных структур на основе эпитаксиальных пленок PbceSno^Te 179
3.5. Выводы 195
Электрофизические и фотоэлектрические свойства пленок Pbi.xSnxTe
4.1 Введение 196
4.2 Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pbi.xSnxTe
4.2.1. Структуры для исследований 211
4.2.2. Методики исследования свойств образцов 213
4.3 Стационарные свойства Pbi.xSnxTe
4.3.1. Температурные зависимости гальваномагнитных свойств Pbi.xSnxTe
4.3.2 Инжекционные токи в Pbi xSnxTe
4.3.3 Спектральные зависимости фотоответа 244
4.4 Сегнетоэлектрические свойства Pbi.xSnxTe
4.4.1 Темновые зависимости ёмкости (диэлектрической проницаемости) от температуры и напряжённости электрического поля 258
4.4.2. Ёмкость при освещении: температурные, спектральные и полевые зависимости
.25604.4.3. Частотные зависимости ёмкости при различных температурах и освещённости 265
4.5 Релаксационные характеристики 271
4.6. Обобщённая модель плёнок Pt>i.xSnxTe
4.6.1. Основные положения модели 277
4.6.2. Расположение уровней локальных центров и уровня Ферми, концентрация электронов в зоне проводимости 285
4.6.3. Расчет времени жизни неравновесных носителей заряда и стационарных концентраций в условиях освещения 288
4.6.4. Вольтамперные характеристики в темноте и в условиях освещения 293
4.6.5. Релаксационные характеристики 299
4.6.6. Спектральные характеристики 301
4.7. Выводы 302
Разработка технологии, изготовление и свойства матричных фото приёмников и фотоприемных структур на основе плёнок Pbi.xSnxTe
5.1 Введение 303
5.2. Аппаратура для измерения характеристик фотоприёмников и фотоприёмных устройств 308
5.3. Линейчатые фотоприемники. Принципы работы, разработка и изготовление фоточувствительных элементов, мультиплексоров, сборка фотоприемного устройства 308
5.4.Свойства и характеристики линейчатых фотоприёмных устройств 324
5.5. Матричные фотоприемники. Принципы работы, разработка и изготовление фоточувствительных элементов, мультиплексоров, сборка фотоприемного устройства и его характеристики 335
5.6. Свойства и характеристики матричных фотоприёмных устройств 343
5.7 Выводы 347
Заключение и выводы 348
Примечания 352
Список литературы
- Молекулярно-лучевая эпитаксия пленок Pbi.xSnxTe на полупроводниковых подложках
- Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pb,.xSnxTe
- Фотоэлектрические свойства фоточувствительных структур на основе р-пи гетеропереходов в Pbi-xSnxTe
- Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pbi.xSnxTe
Введение к работе
Актуальность проблемы
Твердые растворы теллуридов свинца и олова РЬТе - SnTe интенсивно изучаются и используются с начала 60-х годов, когда были разработаны технологии получения достаточно совершенных монокристаллов этих соединений [1]. В значительной степени интерес к PbSnTe (свинец-олово-теллур - СОТ) связан с возможностью изготовления на его основе приёмников излучения (ПИ) инфракрасной (ИК) области спектра. Обусловлено это тем, что, в зависимости от содержания олова, ширина запрещённой зоны СОТ меняется от Eg = 0,2 эВ (РЬТе, край фундаментального поглощения Х,кр.=5-г6 мкм в зависимости от температуры) до Eg = 0 при содержании теллурида олова около 35 % (при температуре жидкого гелия). При этом расчётные пороговые параметры фотодиодов (ФД) на основе СОТ диапазона чувствительности до А.кр=12-ь14 мкм, определяемые концентрацией равновесных и временем жизни неравновесных носителей заряда, близки к предельным, ограниченным фоновым излучением. Разработка технологии таких ФД на основе метода молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) и исследование их свойств является составляющей частью данной работы, что в значительной степени определило её актуальность.
Тонкоплёночные технологии создания ФД на основе СОТ с предельными характеристиками развивались различными коллективами исследователей с 70-х годов. В этом случае роль процессов на поверхности плёнок и на других границах раздела, а также в приграничных областях, возрастает по сравнению с объёмными монокристаллами. Такие процессы существенно сказывается на измеряемых параметрах плёнок и на свойствах ФП на их основе. Это касается не только рекомбинационных и шумовых характеристик плёнок, но и таких равновесных параметров, как измеряемая концентрация и подвижность носителей заряда. В значительной степени свойства приповерхностных областей определяют темновые токи ФД и их шумы. Исследования свойств границ раздела и приграничных областей плёнок СОТ и их влияния на характеристики ФД являются составляющей частью данной работы и также определяют ее актуальность.
Наконец, обнаруженные в 70-х годах необычные свойства легированного индием тел-лурида свинца [2, 3], а затем и СОТ<1п> [3, 4, 7, 197, 220], сделали актуалыюй разработку ФП нового типа, а именно - фоторезисторов дальнего (до 20 мкм и более) инфракрасного (ИК) диапазона длин волн. Их высокие пороговые параметры определяются использованием межзонных оптических переходов в СОТ с большим коэффициентом поглощения, большим временем релаксации фотопроводимости и чрезвычайно низкой (почти собственной) темно-вой проводимостью вплоть до температур, близких к температуре жидкого гелия (так называемое «диэлектрическое состояние»). Многочисленные данные по свойства СОТ<1п> были обобщены в ряде обзоров, например, в [5, 6]. Сравнительно быстро после открытия указанных свойств на основе СОТ<1п> были разработаны и созданы многоэлементные ФПУ, описанные в главе 5 настоящей работы. Тем не менее, исследования свойств СОТ<1п> продолжается и в настоящее время, примером чего служат, например, находящиеся в согласии с результатами наших работ данные по фоточувствительности СОТ<1п> в террагерцовой области оптического спектра [7, 12]. Сказанное является еще одной причиной актуальности исследований, послуживших основой для данной работы.
Появление при понижении температуры спонтанной поляризации и резкое изменение величины статической диэлектрической проницаемости, характерное для сегнетоэлектриков, было обнаружено в СОТ<1п> определённого состава и уровня легирования достаточно давно [12, 230, 249]. Ряд авторов указывали так же на наличие сегнетоэлектрического фазового перехода (СЭФП) и в нелегированном СОТ, температура которого зависит от состава [13-15]. Причём в СОТ<1п> характерные для СЭФП явления наблюдаются в той же области температур Т<15-ь30К, в которой быстро возрастает время жизни возбуждённых светом неравновес- ных носителей заряда с появлением долговременной релаксации фототока - «задержанной» фотопроводимости (ФП) - при более низких температурах. Тем не менее, изучение этих явлений во взаимосвязи с сегнетоэлектрическими свойствами СОТ<1п> ранее не проводилось. Это так же определило актуальность описанных в диссертации исследований.
Целью настоящей работы являлось исследование неравновесных процессов в нелегированных и легированных индием эпитаксиальных плёнках PbSnTe, определяемых как особенностями энергетического спектра электронов, наличием фазового перехода и особенностями транспорта носителей заряда, так и технологическими режимами их получения, структурой и строением их приповерхностных областей, а также разработка на основе полученных результатов технологий создания многоэлементных фотоприёмников и фотоприёмных устройств дальнего ИК диапазона.
Научная новизна работы заключается в следующем:
1. Установлено, что при остывании пленок СОТ, выращенных методом МЛЭ, содержание теллура вблизи поверхности снижается вследствие его испарения, а при последующем взаимодействии с атмосферой при комнатной температуре обогащенная металлами тонкая приповерхностная область нелегированных плёнок СОТ приобретает дырочную проводимость. Предложена и рассчитана трёхслойная модель таких плёнок, состоящая из квазиобъёма, обеднённой теллуром приповерхностной области п+-типа проводимости и тонкого поверхностного слоя р+ - типа проводимости. В рамках этой модели объяснена сложная температурная зависимость эффекта Холла в нелегированных плёнках СОТ со сменой его знака, включая двукратную смену знака. Обнаружен аномальный (отрицательный) фотомагнитный эффект (ФМЭ), соответствующий преимущественной диффузии генерируемых светом неравновесных носителей заряда на освещаемую поверхность. На основе полученных данных по ФМЭ и ФП определены величины скоростей поверхностной рекомбинации в интервале температур от Т=80-И80 К на свободной поверхности плёнок (s »2+8-105 см/с) и на гетерогранице PbSnTe/BaF2 (s «104-И05 см/с). Найдено, что источником избыточного шума типа І/f в нелегированных плёнках СОТ является приповерхностная область, а в фотодиодах на их основе -поверхностные каналы утечки.
Установлено, что при температурах Т < 20-г25К проводимость легарованных индием плёнок СОТ, для которых наблюдается «переход в диэлектрическое состояние», в значительной степени определяется объемным зарядом, инжектированным в образец из контактов, т.е. определяющим механизмом протекания тока при низких температурах является ток, ограниченный пространственным зарядом (ТОПЗ), если напряжённость электрического поля превышает величину Е— 10 В/см. Расчеты вольтамперных характеристик (ВАХ) при Т=4,2 К для Pboj4Sno,26Te <1п> с мелкими ловушками, равномерно распределенными в интервале энергий 1 - 6 мэВ ниже дна зоны проводимости, показали хорошее согласие модели с экспериментальными данными. Хорошее качественное совпадение с экспериментом показали также расчеты для одного уровня ловушек с учетом эффекта Пула-Френкеля.
Показано, что поведение температурной зависимости тока в СОТ<1п> без освещения определяется соотношением между равновесной концентрацией носителей заряда и зарядом, инжектированным с контактов. Вследствие этого в координатах lgl = f(l/T) наклон кривых в температурной области Т=4,2ч-30К сильно зависит от напряжения смещения. Расчеты температурной зависимости ТОПЗ в предположениях, сделанных ранее при расчете ВАХ, дали согласие с экспериментом только при учете температурной и полевой зависимости диэлектрической проницаемости СОТ<1п>, которые были определены экспериментально.
Впервые обнаружена сильная (до 2-х и более порядков) зависимость величины низкочастотной диэлектрической проницаемости є от уровня освещенности пленок СОТ<1п> при гелиевых температурах. Установлено, что обратная величина низкочастотной диэлектрической проницаемости линейно растет с понижением температуры, что характерно для фазового перехода второго рода при температуре ниже точки Кюри. Освещение пленки приводит к сдвигу точки фазового перехода в сторону низких температур.
Установлено, что вольтамперные характеристики образцов СОТ<1п> при постоянном освещении в области фундаментального поглощения при Т < 20-J-25K согласуются с моделью ТОПЗ. Показано, что большие времена релаксации фотопроводимости связаны с захватом электронов и увеличением времени жизни неравновесных дырок. Наблюдавшееся в экспериментах преобладание в фототоке дырочной компоненты подтверждено данными по измерению эффекта Холла при освещении.
Предложена модель описания фотоэлектрических свойств СОТ<1п>, основанная на учёте уровней прилипания (ловушек) в процессах транспорта носителей заряда (инжекционных токах), учитывающая температурную и полевую зависимость є. На основе модели рассчитаны вольтамперные характеристики в темноте и при различных уровнях освещённости, хорошо согласующиеся с экспериментальными данными. Показано, что неэкспоненциальные зависимости нарастания и спада фототока могут быть следствием перечисленных факторов в комбинации с большим временем жизни межзонной излучателыюй рекомбинации. В рамках этой модели нашло объяснение гашение фототока импульсом электрического поля, который ведёт к инжекции электронов, рекомбинирующих с фотовозбуждёнными дырками, после чего степень заполнения ловушек определяется ТОПЗ.
7. На основании анализа зависимости фотоответа от температуры источника излучения типа АЧТ с температурой ТАЧТ=20 -5-65 К, подтверждённого также экспериментами с лазерным излучением с 1=336,8 мкм, достоверно установлено наличие фоточувствительности СОТ<1п> в области длин волн Х=300-е-400 мкм, не связанной с разогревом образцов. Чувствительность в этой области длин волн находит объяснение в рамках представлений о сегнетоэлектрических особенностях СОТ<1п> и роли инжекционных токов. В основе эффекта лежит увеличение диэлектрической проницаемости при поглощении излучения субмиллиметровой области спектра вследствие генерации одного или двух поперечных оптических фо-нонов, которое ведёт к возрастанию инжекционного тока без генерации свободных носителей заряда в объёме СОТ.
Научная и практическая значимость работы заключается в следующем:
Развиты представления об особенностях строения и состава плёнок СОТ, получаемых методом МЛЭ, и объяснён комплекс их электрофизических свойств, включая сложную температурную зависимость эффекта Холла, соотношение между сигналами фотопроводимости и фотомагнитного эффекта со сменой знака последнего при изменении температуры, шумовые характеристики плёнок и структур на их основе. Построена модель реальной плёнки СОТ, учитывающая сложное строение приповерхностной области плёнок, качественно и количественно согласующаяся с экспериментами и обобщающая данные по электрофизическим свойствам.
Фотоэлектрические свойства плёнок СОТ<1п> при низких температурах, включая релаксационные процессы, проанализированы с учётом их сегнетоэлектрических свойств. К ним относятся, в частности, сильная температурная и полевая зависимость низкочастотной диэлектрической проницаемости є в области Т=15-ь25 К и впервые обнаруженная в СОТ<1п> зависимость є от уровня освещённости и его спектрального состава (фотодиэлектрический эффект). При анализе проводимости и релаксационных процессов в плёнках СОТ<1п> впервые использовано представление о них, как о диэлектриках с преобладанием токов, ограниченных пространственным зарядом, при наличии уровней прилипания, с сильной зависимостью ТОПЗ от напряжённости электрического поля и освещённости, в том числе - вследствие зависимости от этих факторов величины є.
На основе развитых представлений об электрофизических свойствах плёнок СОТ разработаны воспроизводимые технологии МЛЭ нелегированных и легированных индием плёнок с характеристиками, пригодными для создания фотоприёмников дальнего ИК диапазона с высокими параметрами. Для этого разработаны методы и режимы: управления составом плёнок в процессе и на заключительном этапе роста, в том числе - формирование на поверхности тонкого широкозонного слоя; нанесения непосредственно в ростовой камере защитных диэлектрических покрытий; квазиравновесного послеростового отжига плёнок в газовой атмосфере; легирования плёнок индием в процессе роста и после его окончания.
Разработана технология линеек фотодиодов на основе нелегированных пленок СОТ с обнаружительной способностью D*>1010 см-Гц'5-Вт''и установлена связь их характеристик с особенностями строения и свойств пленок, обусловленных технологическими режимами получения. Разработана технология получения многоэлементных линейчатых и матричных ФП на основе СОТ<1п> форматом 2x128 и 128x128 элементов, а также технология изготовления соответствующих ФПУ, включающих в себя кремниевые схемы обработки фотосигнала, с пороговым потоком МЭШ<10'18 Вт-Гц"0'5 при Т=7 К, что не уступает параметрам лучших на сегодняшний день ПИ данного спектрального диапазона до 20^-25 мкм на основе других полупроводниковых материалов.
На защиту выносятся следующие основные научные положения:
Свойства приповерхностной области нелегированных пленок Pbi.xSnxTe, полученных методом МЛЭ, в значительной степени определяют измеряемые электрофизические свойства. Наличие на свободной поверхности обедненного теллуром п+ - слоя и связанного с взаимодействием с атмосферой р+ - слоя в определенной области температур определяет знак эффекта Холла и приводит к сложной температурной зависимости измеряемого коэффициента Холла вплоть до двойной смены его знака в интервале Т = 77-т-ЗООК. Большая по сравнению с границей плёнка-подложка скорость поверхностной рекомбинации на свободной поверхности, определяемая структурой приповерхностной области пленок Pbi_xSnxTe, является причиной смены знака фотомагнитного эффекта при понижении температуры, когда диффузионная длина неравновесных носителей заряда становится сравнимой с толщиной плёнки. Приповерхностная область является также источником избыточного низкочастотного шума типа І/f в плёнках Pbi.xSnxTe и р-n переходах на их основе.
Направленная модификация свойств плёнок Pb].xSnxTe
3. При низких (гелиевых) температурах инжекция из контактов и токи, ограни ченные пространственным зарядом, в значительной степени определяют явления, связанные с транспортом носителей заряда в Pbi.xSnxTe
Фототок в области фундаментального поглощения в Pbi.xSnxTe
Сегнетоэлектрический фазовый переход определяет температурную зависимость диэлектрической проницаемости в области температур Т<20 +25 К и в значительной степени сказывается на особенностях вольтамперных характеристик в Pbj.xSnxTe
Фоточувствительность в области длин волн Х=300-И00 мкм описывается в, рамках представлений о сегнетоэлектрических особенностях Pb].xSnxTe
Линейчатые и матричные фотоприёмники и фотоприёмные устройства, созданные на основе проведенных физико-технологических исследованиий, в низкофоновых условиях при рабочей температуре Т=7 К имеют мощность, эквивалентную шуму, менее чем 10" Вт-Гц ', что не уступает лучшим фотоприёмникам спектрального диапазона длин волн до X =20 +25 мкм.
Апробация работы
Основные результаты работы докладывались и обсуждались на конференции «Фотоэлектрические явления в полупроводниках» (Киев, 1979), на IV конференции по проблемам роста и синтеза полупроводниковых кристаллов и пленок (Новосибирск, 1982), на IV Всесоюзной конференции по росту кристаллов (Ереван, 1985), на Совещании по физике узкозонных полупроводников (Москва, ФИАН, 1985), на Симпозиуме по МЛЭ (Франкфурт-на-Одере, 1987) - три доклада, на 2-ой международной конференции «Физика низкоразмерных структур» (PLDS-2) (Дубна, 1995), на Международном симпозиуме по исследованиям в области полупроводниковых устройств (Intern. Semiconductor Device Research Symposium) в США (Шарлоттесвилл, 1995) и (Вашингтон, 2001), на 8-ой международной конференции по узкозонным полупроводникам (8 Internat. Conf. on NGS) (Шанхай, 1997) - три доклада, на Конференции по просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ-97) (Таганрог, 1997), на IV Российской конференции по физике полупроводников (Новосибирск, 1999) - 2 доклада, на 2-ом международном семинаре «Нанофизика и наноструктуры» (Киев, 2000 г.), на конференции «Микро- и нано-электроника» (Звенигород, 2001), на V Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 2001), на XVII Международной научно-технической конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения (Москва, 2002), на совещании «Актуальные проблемы полупроводниковой фотоэлектроники» («Фотоника 2003») (Новосибирск, 2003), на конференции «Полупроводники 2003» (С-Петербург, 2003).
Структура и краткое содержание диссертационной работы.
Работа состоит из Введения, пяти глав, Заключения и списка литературы.
Во введении даётся обоснование актуальности исследований, сформулирована цель работы и конкретные задачи, изложена научная новизна работы, практическая и научная значимость проведённых исследований, а также основные положения, выносимые на защиту. Дана краткая аннотация диссертационной работы.
Первая глава посвящена результатам исследований по разработке технологии МЛЭ нелегированных и легированных индием плёнок СОТ, а так же послеростовой модификации свойств плёнок методом отжига в атмосфере водорода в присутствии шихты (диффузии из газовой фазы).
Обзор современных данных, сделанный в этой главе, содержит сведения об особенностях свойств СОТ в зависимости от способа их получения, которые сводятся, в основном, к следующему. Как РЬТе, так и SnTe и их твёрдые растворы при росте объёмных монокристаллов из расплава или из паровой фазы кристаллизуются со значительным отклонением от стехиометрии. Собственными дефектами являются преимущественно вакансии, причем вакансии металла являются мелкими акцепторами, а вакансии теллура - мелкими донорами. Без применения специальных технологических приемов концентрация вакансий при получе-нии монокристаллов СОТ составляет 10 - 10 см" вплоть до гелиевых температур [9, 12а,20, 21]. Необходимое для приборного использования снижение концентрации свободных носителей заряда в исходных монокристаллах СОТ достигается с помощью последующей длительной (до нескольких недель и даже месяцев) термической обработки отдельных шайб СОТ толщиной около 1 мм в присутствии шихты определённого состава. В результате такой обработки минимальная достигнутая концентрация дырок при Т = 77 К составила примерно р = 1017 см"3, а концентрация электронов примерно n = 1016 см"3 при собственной концентра-ции около П|= 4-10 см" для состава х = 0,2 (^кр.*! 1^-12 мкм).
Для получения монокристаллических образцов СОТ с низкой концентрацией собственных дефектов и свободных носителей заряда используются так же «низкотемпературные» технологии получения плёнок СОТ, к которым, помимо метода жидкофазовой эпитаксии (ЖФЭ) и метода «горячей стенки» (МГС), относятся и различные модификации метода молекулярно - лучевой эпитаксии (МЛЭ). Перечисленные методы позволяют получать плёнки с параметрами, пригодными для изготовления приборных структур, в течение значительно меньшего времени (в пределах нескольких часов). Следует отметить, что метод МЛЭ, помимо расширенных по сравнению с ростом плёнок из расплава и паровой фазы возможностями контроля процесса in situ, позволяет наносить пассивирующие покрытия на поверхность плёнок сразу после их роста без контакта с атмосферой.
Влияние способов подготовки подложек и режимами МЛЭ на электрофизические свойства плёнок СОТ проанализировано в первой главе. Приведены результаты исследований свойств плёнок СОТ, полученных методом МЛЭ на ряде полупроводниковых подложек (Ge, InSb, GaAs, Si) и BaF2. При определённых технологических режимах, определяемых главным образом температурой подложки, монокристаллические плёнки СОТ удалось получить на всех выбранных подложках. Приведены данные по электрофизическим свойствам плёнок СОТ на Si подложках, полученных с использованием буферных слоев фтористого кальция и фтористого бария, при Т=77 К сравнимых со свойствами СОТ на BaF2, которым в дальнейшем и было уделено основное внимание. Это было связано преимущественно с наилучшим согласованием параметров решёток СОТ и BaF2 и их коэффициентов температурного расширения, а также тем, что изолирующая подложка фтористого бария позволила в дальнейшем достоверно контролировать электрофизические свойства выращенных плёнок вплоть до гелиевых температур, а достаточно прочные химические связи BaF2 исключали неконтролируемое легирование плёнок компонентами подложки.
В главе описаны разработанные нами способы подготовки подложек для МЛЭ СОТ, результаты анализа их структуры и химического состава на всех стадиях предростовых об- работок. С использованием метода дифракционного отражения по кривым качания отбирались крупноблочные монокристаллы BaF2 с размерами блоков до десятков миллиметров. Химический состав поверхности подложек контролировался встроенным в установку МЛЭ оже-спектрометром, что позволило подобрать оптимальные температуры термической очистки, при которой удаляется основная часть оставшихся после химико-механической полировки и химической предростовой обработки посторонних химических элементов, но ещё не нарушается стехиометрия поверхности подложки. Приведены результаты влияния электронного луча при дифракции быстрых электронов (ДБЭ) на состав поверхности, заключающиеся в уменьшении содержания фтора на поверхности. Сама ДБЭ использовалась для контроля структурного совершенства поверхности, которое улучшалось при выбранных (800-н870С) температурах отжига.
В этой главе приведены данные по влиянию чистоты поверхности подложки на электрофизические свойства плёнок. Одним из критерием совершенства кристаллической структуры получаемых плёнок Pbo^Sno^Te на подложке BaF2 является величина подвижности носителей заряда при Т=77 К. Показано, что применение разработанной нами методики химико-механической полировки - ХМП - позволяет увеличить подвижность дырок в плёнках р-типа проводимости в 2-3 раза по сравнению с механической полировкой в зависимости от толщины плёнки.
Связь состава плёнки и её поверхности с режимами МЛЭ и с последующим контактом с атмосферой так же проанализирована в первой главе. Проведены исследования концентрации и подвижности носителей заряда от скорости роста (температуры испарителей) и температуры подложки, которые показали, что наилучшие результаты достигаются в режимах, при которых становится существенным реиспарение РЬТе и SnTe. В пределах чувствительности метода данные по оже-спектрометрии показали, что на поверхности плёнок после окончания МЛЭ присутствуют только основные компоненты, но уже кратковременный кон- такт с атмосферой при комнатной температуре ведёт к окислению поверхности и появлению на ней углерода.
Использование метода рентгеноспектрального анализа непосредственно в ростовой камере позволило проконтролировать состав плёнки во время роста и её приповерхностного слоя после его окончания при остывании, которые сводятся к изменению стехиометрии этого слоя в сторону обеднения её теллуром и обогащением свинцом при некотором снижении концентрации олова. Это совпало с данными по изменению состава источников при их эксплуатации, заключающимися в смещении состава источников в сторону теллурида свинца. Полученные данные по составу плёнок и их приповерхностного слоя во время роста, после его окончания и после контакта с атмосферой были использованы в дальнейшем для анализа электрофизических свойств плёнок, описанных во 2-й главе.
Приведённые данные относятся к нелегированным плёнкам СОТ состава около х=0,2, имеющим край фундаментального поглощения вблизи А.,ф«1 1-Й 2 мкм. Выбор состава в данном случае определялся, главным образом, перспективами приборного применения таких плёнок, а тип проводимости задавался дополнительным источником теллура: р-тип при его включении в установленных экспериментально режимах и n-тип проводимости - при отсутствии «подпыления» теллура.
Технологические режимы получения легированных индием плёнок СОТ методом МЛЭ выбирались таким образом, чтобы их состав был близок к х=0,26. Выбор состава в данном случае определялся электрофизическими свойствами плёнок, которые при правильно подобранных режимах МЛЭ и уровнях легирования индием при Т<20 К переходили в «диэлектрическое» состояние в темноте и имели большие времена релаксации фотопроводимости.
Рост плёнок СОТ<1п> вёлся из двух источников нелегированного СОТ с составом х=0,3 и х=0,2. Легирование индием осуществлялось либо в процессе МЛЭ из дополнительного источника In, либо путём напыления тонкого слоя In после окончания роста с последующей его «разгонкой» в процессе послеростового отжига.
Исследование химического состава и структуры поверхности плёнок СОТ<1п> были выполнены с использованием установки для комплексного анализа структуры и состава Nanoscan-50 ("RIBER", Франция ), в которой реализован ряд методик для исследования поверхности, такие, как электронная оже - спектроскопия, сканирующие оже - спектроскопия, сканирующая электронная микроскопия, ультрафиолетовая электронная спектроскопия и рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия.
Проведённые с использованием указанных методик исследования показали, что плёнки СОТ<1п>, легированные индием в процессе МЛЭ и показывающие перечисленные ранее электрофизические свойства, могут иметь развитый рельеф по сравнению с нелегированными плёнками СОТ. Характерные размеры рельефа составляют до нескольких микрометров в плоскости подложки и имеют глубшгу, сравнимую с толщиной плёнки, которая обычно была близка к 1 мкм. Образующиеся при этом микровключения имеют состав, отличающийся от усреднённого состава плёнки, и содержат, в частности, соединения индия и теллура. Помимо этого, показано, что незначительные отклонения от заданных технологических параметров могут вести к заметному изменению как рельефа, так и фотоэлектрических свойств плёнок.
Методика прецизионного легирования индием и изменения состава плёнок СОТ после окончания процесса МЛЭ путём отжига в атмосфере водорода также описанная в первой главе. Её разработка обусловлена тем, что развитый рельеф плёнок СОТ<1п> создаёт серьёзные трудности при операциях фотолитографии при изготовлении приборных структур. Показано, что подбором температур в области образца и шихты, состоящей из Pbi.xSnxTe
Вторая глава.посвящена экспериментальным исследованиям и анализу электрофизических свойств нелегированных плёнок СОТ, в том числе особенностей рекомбинации неравновесных носителей заряда и шумовых процессов в плёнках. Глава содержит описание оригинальных установок и методик измерений, разработанных автором.
Температурная зависимость эффекта Холла исследована с учётом результатов анализа состава приповерхностных слоев СОТ, представленных в первой главе. Известно, что температурная зависимость эффекта Холла в плёнках СОТ(х«0,2), имеющих электронный тип проводимости при Т=77 К, монотонна вплоть до комнатной температуры. В то же время тонкие плёнки с дырочным типом проводимости при 1=11 К часто демонстрируют не только немонотонность коэффициента Холла, но и смену его знака на электронный при повышении температуры. Аналогичные свойства проявляют и образцы, технология получения которых описана в первой главе.
Во второй главе проанализированы изменения температурной зависимости эффекта Холла плёнок СОТ, обусловленные их отжигом в вакууме. Измерения проводились в специально разработанной автором установке, которая позволила исследовать эффекта Холла в интервале Т=80ч-500К сразу после отжига, а так же после взаимодействия поверхности плёнок с атмосферой при комнатной температуре. В результате экспериментов был получен большой набор температурных зависимостей эффекта Холла для одних и тех же образцов, включая монотонные зависимости с электронным типом проводимости и зависимости с переменным знаком коэффициента Холла, включая двойную смену знака. Проведённый анализ зависимостей позволил построить трёхслойную модель реальной плёнки СОТ, состоящей из квазиобъёма р-типа проводимости, приповерхностного слоя n-типа и поверхностного слоя р+- типа проводимости, количественно хорошо согласующуюся с экспериментальными дан- ными по эффекту Холла и соответствующую данным по составу приповерхностной области плёнок СОТ, описанным в первой главе.
Приповерхностный слой является источником низкочастотного шума типа 1/f, о чём однозначно свидетельствуют результаты, приведённые во второй главе. Данный вывод сделан на основе сравнительного анализа изменения электрофизических параметров плёнок и шума после обработок поверхности.
Поверхностная рекомбинаци неравновесных носителей заряда в плёнках СОТ проанализирована на основе данных по ФП и ФМЭ. Диффузионная длина неравновесных носителей заряда в СОТ достигает десятка и более микрометров при температуре жидкого азота, т.е. превышает характерную толщину плёнок, полученных и исследованных при выполнении данной работы. Оценки значений диффузионной длины сделаны на основе данных по подвижности носителей заряда, значений эффективного времени жизни, полученных нами из измерений сигнала фотопроводимости, и приводимых в литературе значений т=10"9-Н0"8 с. Очевидно, что при таком соотношении диффузионной длины и толщины плёнки в фотоэффектах становится существенной роль поверхностной рекомбинации как на свободной поверхности плёнок, так и на границе с подложкой.
Для исследования процессов рекомбинации были проведены измерения ФП и ФМЭ в плёнках СОТ на подложках BaF2 в интервале температур от Т«80К до комнатной. При этом были измерены сигналы ФП и ФМЭ при освещении образцов как со стороны свободной поверхности СОТ, так и со стороны подложки. Это позволило получить при каждой температуре измерений четыре уравнения для нахождения трёх параметров плёнки СОТ: диффузионной длины и 2-х скоростей поверхностной рекомбинации на обеих поверхностях в предположении однородности свойств «квазиобъёма» плёнки. С физической точки зрения эти четыре уравнения действительно взаимосвязаны в том случае, если величина диффузионной длины не слишком мала по сравнению с толщиной плёнки, что, как показано нами, имеет место примерно до температуры Т=180 К. В диапазоне температур Т«180*300 К данная экс- периментальная методика позволила оценить только величину диффузионной длины неравновесных носителей заряда, которая в исследованных образцах изменялась от Ьд«0,5 мкм (300К) до Ьд«10-;-20 мкм (80К). Проведённые расчёты и оценки показали, что скорость поверхностной рекомбинации уменьшалась с понижением температуры и составила для свободной поверхности примерно s « 6-Ю5 см/с (180К) и около s * 1,5-г2-105 см/с (80К), а для границы подложка-плёнка СОТ, соответственно, s « 8-Ю4 см/с (180К) и менее s « 1-Ю4 см/с (80К).
Вообще говоря, приведённые цифры получены при анализе упрощённой модели. Например, полученные в главе 1 данные говорят о том, что плёнки могут быть заметно неоднородными по толщине. Вместе с тем, сам факт наблюдения отрицательного ФМЭ свидетельствует о преобладании рекомбинационных процессов на свободной незащищённой поверхности плёнки СОТ по сравнению с рекомбинацией в объёме и на границе с подложкой. Этот факт трудно объяснить, если полагать, что на поверхности плёнки СОТ р-типа проводимости присутствует только р+-слой обогащения, так как поверхностную рекомбинацию обычно связывают с безизлучательным механизмом рекомбинации через глубокие уровни в запрещённой зоне. Если же за основу взять описанную во второй главе 3-хслойную модель реальной плёнки СОТ, то сильная поверхностная рекомбинация может быть объяснена наличием с обеих сторон тонкого (туннельно-прозрачного) приповерхностного п+-слоя. В этих приповерхностных областях концентрация рекомбинационных уровней в запрещённой зоне может быть достаточно велика, а их энергетическое положение относительно уровня Ферми обеспечивать высокий темп рекомбинации.
В третьей главе приведены результаты по разработке технологии, исследованиям и анализу свойств фотоприёмников на основе р-n переходов в СОТ.
Технология создания р-п переходов основана на диффузии индия и была выбрана на основе анализа литературных данных. Исследованы как тестовые структуры большой пло-щади - до 800x800 мкм - так и малоформатные линейки фотоприёмников (ЛФП) из 8-ми элементов и фрагменты тестовой матрицы. В главе дано описание последовательности технологических операций при изготовлении фоточувствительных структур. Индий наносился на поверхность СОТ термическим испарением в вакууме при комнатной температуре подложек. Тестовые структуры изготавливались с использованием масок, многоэлементные структуры с использованием фотолитографии как без применения диэлектрических покрытий, так и с использованием двухслойного защитного диэлектрика ZnS-SiO. Такое покрытие выбрано было вследствие хорошей химической стойкости и механической прочности SiO, у которого оказалась плохая адгезия к поверхности СОТ. В свою очередь, при хорошей адгезии к СОТ ZnS не обладает требуемыми химико-механическими свойствами. Помимо этого, способы нанесения выбранных диэлектрических слоев и методики их травления хорошо известны и отработаны. Слой ZnS наносился в вакууме после окончания процесса МЛЭ до контакта подложки с атмосферой. Диффузия индия в плёнку СОТ проводилась путём прогрева (отжига) после изготовления структур с последующим контролем ВАХ, дифференциального сопротивления и чувствительности при температуре жидкого азота. Отжиг тестовых структур показал, что оптимальные температуры диффузии индия (для достижения максимальной величины дифференциального сопротивления) составили 200-250С при временах отжига несколько десятков минут. Анализ зависимостей дифференциального сопротивления от напряжения смещения после отжигов и экспозиций в атмосфере показал хорошее соответствие наблюдаемых характеристик с данными глав 1 и 2 о влиянии термообработок на свойства приповерхностных слоев СОТ.
Характеристики двухслойной структуры p-PbnjtSngjTe/p-PbTe/ln на подложке фтористого бария, технология создания которой также приведена в третьей главе, были исследованы при температуре жидкого азота. Толщина Pbo^Sno^Te равнялась 2 мкм, а верхнего слоя РЬТе - 1 мкм. Индий напылялся в вакууме на холодную подложку, т.е. фактически к верхнему слою теллурида свинца был изготовлен барьер Шоттки. Мотивом для исследования свойств такой структуры послужили описанные в главах 1 и 2 данные о структуре припо- верхностных слоев СОТ, которые могут являться причиной образования в фотодиодах (ФД) поверхностных каналов токов утечки туннельного типа р+-п+. Поскольку туннельные токи в р+-п+ - переходе при заданных концентрациях носителей заряда экспоненциально уменьшаются с ростом ширины запрещённой зоны, то нанесение верхнего широкозонного слоя тел-лурида свинца должно снижать поверхностные утечки и вести к увеличению RoA - удельного дифференциального сопротивления ФД при ігулевом смещении.
Результаты проведённых исследований, в целом, подтвердили эти предположения. При Т=80 К без дополнительных отжигов измеренная величина RoA « 70 Ом-см, т.е. примерно на порядок больше, чем максимальное расчётное значение для СОТ с х=0,2. Комплекс электрофизических исследований, включающих измерение эффекта Холла при послойном стравливании, ВАХ и C-V измерения показал, что при небольших напряжениях смещения свойства структуры без освещения определяет выпрямляющий контакт к теллуриду свинца с диффузионным потенциалом около 0,1 В. В тоже время на спектральной зависимости в области чувствительности СОТ с х=0,2 (А,=8,5 мкм) фотосигнал составил примерно 0,75 от уровня сигнала на длине волны >.=5,5 мкм. При приложении обратного смещения V=-0,6 В внешний квантовый выход на длине волны Х=8,5 мкм достигал 0,1, т.е. был сравним с аналогичным параметром обычных ФД на основе СОТ без антиотражающих покрытий (около 0,3). Приведена предполагаемая зонная диаграмма исследованной структуры. Проведённые исследования показали, что при оптимизации параметров слоев (толщины плёнок и концентрации носителей заряда) предложенный подход может быть эффективен для улучшения параметров ФД за счёт уменьшения поверхностных утечек. Фактически, аналогичный подход позже был успешно реализован другими авторами при использовании варизонных широкозонных областей на границах эпитаксиальных плёнок CdHgTe (KPT) [16].
Избыточный шум типа l/f в фотодиодах на основе эпитаксиальных плёнок, полученных как методом МЛЭ, так и методом ЖФЭ, был исследован в зависимости от величины фонового потока и от приложенного внешнего напряжения смещения. Показано, что зависи- мости шума от напряжения смещения как в прямом, так и в обратном направлении хорошо описываются моделью, по которой источником этого шума является поверхностный канал утечки омического характера. По этой модели напряжение шума должно быть пропорционально падению напряжения на р-п переходе, умноженному на его полное дифференциальное сопротивление, величина которого находится экспериментально. При этом как на прямой, так и на обратной ветвях зависимости шума от напряжения смещения должны наблюдаться характерные максимумы.
Как для ФД на основе МЛЭ эпитаксиальных плёнок, так и для ФД на основе ЖФЭ структур, получено хорошее согласие расчёта и эксперимента. Приведённые данные хорошо согласуются с выводами глав 1 и 2 о строении приповерхностной области СОТ и шумом ти-
Ц па І/f в эпитаксиальных плёнках, полученных методом МЛЭ.
Вклад тока утечки в вольтамперные характеристики был учтён при их анализе, что позволило, в частности, разделить туннельную и генерационную компоненты тока через р-п переход в широком диапазоне обратных напряжений смещения. По зависимости генерационного и туннельного тока от напряжения оценено эффективное время жизни носителей заряда и эффективная масса туннелирования, которая хорошо согласуется с известными литературными данными и так же подтверждает правильность использованной модели. ^ Температурные зависимости ВАХ и дифференииалъпого сопротивления ФД были ис- следованы в широком температурном интервале. Показано, что как в ФД на основе эпитак сиальных плёнок СОТ, полученных методом МЛЭ, так и в ФД на основе плёнок, полученных методом ЖФЭ, до температур около Т=40-г50 К преобладают генерационно- рекомбинационные токи через р-п переход, а при более низких температурах ток и диффе ренциальное сопротивление начинают определяться туннельными механизмами протекания тока. На зависимостях дифференциального сопротивления от напряжения смещения при ' низких температурах обнаружены характерные седлообразные особенности, которые стано- вятся заметными при Т<50 К, т.е. в той же области температур, где становятся существен- ными туннельные токи. Моделированием показано, что такие зависимости действительно могут быть связаны с преобладанием туннелирования при определённых напряжениях смещения.
Приводятся данные исследований различных химических обработок поверхности на ВАХ ФД р- п+ при азотных и гелиевых температурах. Наибольшая величина обратных токов наблюдается при обогащении поверхности металлами после обработки в в горячей 50% NaOH, что связано, как показано в главе 2, с образованием на поверхности подложки инверсионного слоя п+ и, как следствие, появлению поверхностного канала утечки омического характера типа п+-п+. Наименьшие обратные токи наблюдаются после обработки поверхности в 1,5 % Вг в НВг, которая обогащает поверхность теллуром. В этом случае теллур (в кристаллическом виде представляющий собой полупроводник с шириной запрещённой зоны, в 3-4 раза большей Eg СОТ исследованного состава) и его окислы, образующиеся после контакта с атмосферой, препятствуют образованию в нижележащих слоях СОТ окислов металлов, что, согласно данным главы 2, влечёт за собой появление р+ - слоя и поверхностных утечек туннельного типа. Наконец, обработка поверхности в одномольный электролите NaOH даёт состав приповерхностной области, близкий к стехиометрическому. Последующее окисление поверхности этого слоя и приводит к образованию каналов утечек типа п+-р+. Значения токов ФД при этом находятся между значениями токов для двух предыдущих обработок поверхности.
Спектральные зависимости фотосигнала ФД на основе плёнок СОТ на BaF? исследо-ваны при их освещении как со стороны свободной поверхности, так и со стороны подложки. Показано, что отличие формы зависимостей обусловлено, тем, что диффузионная длина неравновесных носителей заряда сравнима с толщиной плёнок (несколько микрометров), что так же находится в согласии с данными исследований электрофизических свойств плёнок, приведёнными в главе 2.
Технология создания и характеристики многоэлементных фотоприёмников на основе плёнок СОТ на подложках фтористого бария также приведены в третьей главе. Были изготовлены как структуры без защитных покрытий, так и 8-ми элементные линейки фотодиодов с использованием в качестве защитного диэлектрика фоторезиста, а также двухслойного защитного диэлектрика ZnS - SiO. Вариант с использованием фоторезиста был выбран как промежуточный, поскольку традиционные технологии нанесения диэлектрических покрытий не удовлетворяли комплексу требований к технологии создания р-n перехода на основе СОТ по температурным режимам, адгезии и электрической прочности. В восьмиэлементной линейке фотодиодов с максимумом чувствительности на длине волны около 11 мкм при Т = 77 К величина RoA = 1,5 Ом-см2, D*Xma -1,3-1010 см-Гц0,5-Вт *, х\ « 0,09. Достигнутые параметры меньше тех, которые можно было ожидать исходя из измеренных гальваномагнитных и ре-комбинационных характеристик пленок СОТ. Как показали проведенные исследования, основной причиной этого является изменение свойств поверхности пленок при проведении технологических операций, связанных с тепловыми воздействиями. Например, при формировании р - п перехода посредством диффузии индия возможно образование поверхностных каналов утечки, которые не только снижают RoA фотодиодов, но и ведут к увеличению коэффициента оптоэлектронной связи между отдельными элементами линек. Из приведенных результатов видно, что нанесение защитного диэлектрика, особенно - непосредственно после процесса МЛЭ, улучшает характеристики ФД. Однако, как показали исследования гальвано- и оптоэлектрических свойств пленок СОТ, даже в последнем случае на границе раздела с диэлектриком из-за неодинакового реиспарения компонентов пленки при ее остывании образуется область с отклонением от стехиометрического состава. Вследствие электрической активности собственных точечных дефектов в СОТ, это может приводить к образованию вблизи поверхности слоя с повышенной концентрацией носителей заряда и проводимостью даже при отсутствии на границе раздела СОТ - диэлектрик связанного заряда. Возникающий при этом канал поверхностной утечки препятствует получению предельно возможных харак- теристик ФД. Снижение дефектности пленок в области формирования р - п перехода требу ет, помимо этого, увеличения толщины пленок СОТ и использования фотодиодных структур - с освещением не через подложку, а со стороны свободной поверхности пленок СОТ, для увеличения квантового выхода ФД.
В четвёртой главе приведены результаты исследований и анализа свойств плёнок СОТ<1п>. Исследованы температурные зависимости проводимости и ёмкости структур без освещения и при освещении источниками излучения разного спектрального диапазона; тем пературные зависимости эффекта Холла без освещения и при освещении в диапазоне темпе ратур Т=4,2-300 К и в широком диапазоне напряжённости электрического поля; зависимости проводимости и ёмкости от напряжённости электрического поля; кинетика нарастания и ' Щ спада фотосигнала.
Объекты и методы исследований представляли собой следующее. Исследовались плёнки СОТ<1п> с составом, близким к х=0,26 и содержанием индия около 1-нЗ ат.%, в кото рых наблюдаются эффекты «вымораживания» носителей заряда при гелиевых температурах и долговременной релаксации ФП («задержанной фотопроводимости»). Толщина плёнок, как правило, была около 1 мкм. Образцы размещались в камере с пренебрежимо низким уровнем фонового потока излучения. В качестве источников излучения использовались располагае те мые в измерительной камере лампы накаливания, светодиоды, источники типа АЧТ с пере менной температурой. При необходимости использовались оптические фильтры.
При небольших значениях напряжённости электрического поля Е использовались стандартные схемы для измерения проводимости на постоянном сигнале, позволявшие измерять значения токов до 10"13-f 10'14 А. В области больших значений Е для уменьшения эффектов разогрева использовалась импульсная схема измерения ВАХ. Это позволило на тех же образцах измерять значения токов до десятых долей ампера. Эффект Холла измерялся в маг-нитных полях напряжённостью до 0,3 Тл. Емкость и дифференциальная проводимость изме- рялись путём разделения соответствующих компонент переменного тока с использованием 2-х фазочувствительных нановольтметров. ^) Температурные зависимости проводимости и концентрации носителей заряда имеют два характерных участка. В области Т > 30-нДО К проводимость зависит от температуры экс поненциально с энергией активации примерно 20-f-30 мэВ. При более низких температурах зависимость становится, как правило, слабее и не описывается единой активационной энер гией. Такие зависимости хорошо известны. Показано, что примерно в той же области темпе ратур, когда меняется характер температурной зависимости проводимости и наблюдаются явления, характерные для сегнетоэлектриков, ВАХ становится существенно нелинейной да же при небольших значениях Е. Вольтамперные характеристики плёнок СОТ<1п> n-типа проводимости без освеще- ния впервые детально исследованы в широком диапазоне напряжённости электрического поля. Эксперименты проведены на структурах, представляющих собой 2 электрических контакта из серебра, нанесённых на плёнку СОТ, зазор между которыми составлял 16, 32 и 64 мкм при длине зазора около 5 мм. Диапазон измерения токов составил примерно 12 порядков - от 10'13 А до десятых долей ампера. Оказалось, что полученные зависимости хорошо описываются в рамках модели инжекционных токов, ограниченных пространственным зарядом fc (ТОПЗ) в присутствии уровней захвата, развитой для классических диэлектриков [17]. На
ВАХ образцов присутствуют три характерных области, квадратичной зависимости тока от напряжения до заполнения ловушек электронами, область быстрого роста тока (заполнение ловушек) и вновь участок с квадратичной зависимостью (полностью заполненные ловушки). Наблюдалась так же предсказываемая ТОПЗ сильная (кубическая) зависимость тока от расстояния между контактами.
Полученные данные позволили оценить энергетическое положение и концентрацию центров захвата электронов, составившие примерно Et < 6 мэВ ниже края зоны проводимо- сти и около Nt« 5-Ю15 см"3, соответственно, что на 4-5 порядков меньше концентрации атомов индия. Экспериментальные температурные зависимости тока сильно зависят от приложенного напряжениях смещения при Т < 40-г50 К и так же хорошо описываются в рамках ТОПЗ, если учитывать как температурную, так и полевую зависимость диэлектрической проницаемости СОТ<1п>, результаты исследования которой приведены в этой же главе.
Таким образом, при низких температурах температурные зависимости как проводимости, так и концентрации носителей заряда определяются равновесными, а не инжектированными с контактов, свободными носителями заряда только при небольшой напряжённости электрического поля Е < 5-г10 В/см.
Эффект Холла в плёнках СОТ<1п> был исследован при различной напряжённости электрического поля. В линейной области зависимости напряжения Холла от тока предельная величина измеряемого напряжения, определяемая продольным напряжением на структурах и холловским углом, была ограничена несколькими десятками милливольт и её измерение становилось затруднительным при значениях сопротивления структур выше 1010 Ом. В тех случаях, когда при Т < 20 К темповое сопротивление структур превышало указанную величину, в измерение эффекта Холла проводились только в условиях постоянной подсветки либо в условиях сильной инжекции.
Характерную для СОТ<1п> температурную зависимость проводимости с «вымораживанием» и долговременной релаксацией фотопроводимости показали образцы СОТ как п-, так и р-типа проводимости. Максимальная величина подвижности, измеренная без освещения в области температур около Т=30 К, достигала значений 3,5-г5-104 cm2-B''-c"' для электронов и около 104 см^В^-с'1 - для дырок. При более низких температурах и освещении, при котором ток существенно превышал темновой, большинство образцов имели дырочную проводимость независимо от типа проводимости в темноте вблизи и выше Т=30 К. Большие значения подвижности свидетельствуют о том, что, несмотря на высокую концентрацию индия, кристаллическое совершенство плёнок достаточно высоко. Дырочный тип проводимости при освещении означает, что в образцах присутствуют уровни прилипания для электронов, что хорошо согласуется с результатами исследования и анализа ВАХ в темноте. Оценки глубины залегания ловушек в рамках ТОПЗ оказались сравнимы или несколько больше энергии кТ вблизи Т=30ч-40 К, ниже которой и наблюдается заметная величина релаксации фотопроводимости с постоянными времени 10^4-10"3 с и более.
Обнаружено, что при освещении в области низких температур и напряжений, при которых существенными становятся инжекционные токи, возможна смена наблюдаемого типа проводимости с р- (малые электрические поля) на п-тип.
Температурная зависимость диэлектрической проницаемости исследована экспериментально в темноте и при освещении, при различной напряжённости электрического поля в стационарном и квазистационарном случае, когда скорость изменения электрического поля достаточно высока. Темновые зависимости є(Т) аналогичны данным, опубликованным ранее [12]. При уменьшении температуры приблизительно от Т=25 К до Т=15 К величина є уменьшается примерно на два порядока, составляя при Т=4,2 К є«2000. Так же наблюдалась спонтанная поляризация образцов в районе Т=20 К и ниже, что характерно для сегнетоэлектри-ков.
В четвёртой главе описан впервые обнаруженный фотодиэлектрический эффект в СОТ<1п>, заключающийся в увеличении є при освещении при низких температурах (в сегне-тоэлектрическом состоянии). Проведён анализ зависимости эффекта от длины волны излучения и частоты зондирующего электрического напряжения при измерении ёмкости образца. Комплекс полученных данных указывает на то, что в наблюдаемом эффекте существенную роль может играть взаимодействие излучения непосредственно с решёткой, а не с электронной подсистемой. Обнаружено, что поведение ёмкости при стационарном освещении в зависимости от напряженности постоянного электрического поля существенно связано со скоро- стью изменения Е. В частности, при небольшой скорости развёртки зависимости монотонны и є уменьшается с увеличением Е, что согласуется с данными по температурным зависимостям є(Т). При больших скоростях развёртки на зависимости є(Е) присутствует максимум, а сами зависимости неодинаковы при прямой и обратной развёртке электрического поля. Полученные зависимости так же согласуются с моделью ТОПЗ при наличии центров захвата носителей заряда.
Релаксация фотопроводимости при различных напряжениях смещения и уровнях возбуждения также проанализирована в четвёртой главе. Показано, что характер нарастания и спада фотопроводимости при Т=4,2 К зависит не только от перечисленных факторов, но и от суммарной экспозиции образцов при освещении. Например, даже большая интенсивность возбуждения, когда фототок на несколько порядков превышает темповой, не ведёт к «задержанной фотопроводимости», если возбуждающий импульс света достаточно короткий, а образец после охлаждения до этого не освещался. В аналогичных условиях при слабой освещённости величина фототока после включения источника излучения может не превышать 10"14 А (доступная в эксперименте точность измерений) в течение десятков минут, но в дальнейшем фототок быстро возрастает до уровня, сравнимого с током при импульсным освещении большой интенсивности. После выключения света при этом наблюдается характерная для СОТ<1п> долговременная релаксация фототока.
Полученные данные также согласуются с развитыми в главе 4 представлениями о наличии центров прилипания, ответственных за поведение ВАХ: в случае релаксации фототока степень заполнения ловушек зависит от времени суммарной экспозиции образцов при освещении и влияет на характер рекомбинационных процессов. Оценка концентрации ловушек по уровню экспозиции, необходимой для возникновения задержанной фотопроводимости, по порядку величины согласуется с оценкой концентрации ловушек по теории ТОПЗ.
Фоточувствительность СОТ<1п> за пределами фундаментальной области поглощения и в субмиллиметровой области спектра изучена в литературе недостаточно хорошо.
Сложность решения этой задачи связана с тем, что в области фундаментального поглощения СОТ<1п> при гелиевых температурах наблюдается «задержанная фотопроводимость» с гигантскими временами релаксации фототока. Поэтому использование диспергирующих устройств типа монохроматора вне охлаждённого объёма с образцом практически невозможно, поскольку наряду с излучением исследуемого диапазона спектра на образец неизбежно попадает и достаточно интенсивное тепловое фоновое излучение в области оптических переходов зона-зона. Известно несколько работ в этом направлении (например, [18, 22-25]), выполненных с использованием полупроводниковых лазеров, размещаемых вблизи образцов, на основе анализа зависимости фотоответа от температуры источника излучения ([22, 23] - для COT
Молекулярно-лучевая эпитаксия пленок Pbi.xSnxTe на полупроводниковых подложках
Монокристаллы BaF2 вследствие удачного сочетания их физических свойств давно используют в качестве подложек для эпитаксиального роста пленок соединений А4В6 методами МГС [74-78], МЛЭ [59], мгновенного испарения [79, 80]. В большинстве работ для подложек использованы сколы (111). Однако, как показано в [81], при изготовлении приборов вдоль всегда присутствующих на поверхности скола ступеней происходит образование трещин в пассивирующем покрытии, что является одной из причин выхода приборов из строя. В связи с этим перед эпитаксией применяются методы химической и химико - механической полировки (ХМП) [81] поверхности BaF2. Однако данные по химическому составу таких поверхностей в литературе на момент начала описываемых исследований отсутствовали. Между тем известно, что чистота поверхности подложки существенно влияет на уровень легирования и совершенство кристаллической структуры эпитаксиальных пленок узкозонных полупроводниковых соединениях А4В6.
В качестве исходных для изготовления подложек нами использовались кристаллы, предназначенные для оптических применений [82, 239]. Т. е. технические условия на такие кристаллы не требовали даже моноблочности материала, не говоря уже о таком используемом в физике и технологии полупроводников параметре, как плотность дислокаций. В реальных кристаллах, которые производило ГОИ им. С. И. Вавилова, размеры блоков могли быть порядка микрометров. На рис. 1.7 показаны характерные кривые качания для кристаллов двух типов: с размером блоков несколько миллиметров и кристалла с микроблоками. Поскольку структура подложки сохраняется в эпитаксиальной пленке, очевидно, что качество пленки, выращенной на микроблочной подложке, будет невысоким, что и подтверждается данными по измерениям гальваномагнитных свойств пленок. Тем не менее, тщательный отбор позволил использовать в дальнейшем для изготовления подложек кристаллы оптическо го фтористого бария с монокристаллическими блоками размерами до десяти миллиметров и более.
В качестве подложек использовались пластины, вырезанные из таких кристаллов фтористого бария, полированные сначала механически, а затем прошедшие дополнительно химико-механическую полировку. Анализ химического состава поверхности подложек BaF2 проводился с помощью встроенного в установку МЛЭ оже - спектрометра AES - 400 при давлении остаточных газов 5-Ю"5 Па до нагрева вакуумной камеры и при давлении 10"7 - 10"8 Па после ее нагрева вместе с образцом в течение 30 ч. при температуре 220С. Давление во время нагрева не превышало 5-Ю"4 Па. Были исследованы поверхности BaF2 (111), полученные механической полировкой на алмазной пасте и ХМП, а также поверхности сколов BaF2 (111), приготовленных на воздухе непосредственно перед откачкой. После предварительной физико-химической обработки подложки и откачки вакуумной камеры изучалось влияние вакуумного термического отжига и облучения электронами на химический состав поверхности (111) BaF2. На поверхности скола проанализирована кинетика изменения интенсивностей оже-пиков бария, фтора и кислорода в процессе облучения электронами с энергией Е=2 кэВ и плотностью электронного тока около 100 мА/см2 при различной величине давления остаточных газов. На ХМП и механически полированных подложках после их отжига в вакууме выращивались эпитаксиальные слои СОТ (х = 0,2) по методике [64,67, 99,100] и измерялись их гальваномагнитные свойства в зависимости от толщины.
При давлении в камере установки МЛЭ Р = 5-10 Па на оже - спектрах исходной поверхности (рис. 1.8), полученной механической полировкой, при температуре подложки Тп =. 20С кроме оже - переходов Ва (55, 74, 582, 595, 662 эВ) и F (621,649эВ) наблюдаются также относительно слабые пики фосфора Р (120эВ ), S (152 эВ), С1 (181 эВ) и более сильные С (272 эВ) и О (508 эВ). Посторонние химические элементы присутствуют на поверхности в результате ее взаимодействия с атмосферным воздухом. Наличие углерода может быть также обусловлено остатками алмазной пасты на поверхности BaF2. Характерной особенностью влияния облучения электронами на химический состав поверхности является значительная потеря фтора. Так, после двухчасового облучения поверхности BaF2 электронным пучком с энергией 3 кэВ амплитуда оже - пика фтора с энергией 649 эВ уменьшается примерно в 2 раза по отношению к амплитуде пика Ва (582 эВ). Данные по спектроскопии характеристических потерь энергии электронов показали изменение тонкой структуры спектра от поверхности BaF2 при её облучении электронами с энергией 100 эВ при Тп =20С, что, по-видимому, является следствием потери фтора.
С ростом температуры отжига подложки амплитуда оже - пика фтора возрастает, что обусловлено, по - видимому, диффузией фтора из объема, и наблюдается десорбция Р, S и С1 с поверхности. При Тп около 650С Р, SHCI полностью десорбируются, и на поверхности из посторонних примесей остаются только углерод и небольшое количество кислорода. В процессе повышения температуры существенно изменяется низкоэнергетический спектр бария. Амплитуда оже - пиков бария с энергией 55 и74 эВ уменьшаются в несколько раз по отношению к амплитуде пиков 582 и 595 эВ, появляется оже - переход с энергией 65 эВ.
В работе [83], в которой изучалось окисление бария в среде кислорода при давлении 7 10 6 Па, показано, что оже - переход с энергией 68 эВ соответствует барию в окисленной форме. Следовательно, при нагреве полированной поверхности часть адсорбированного кислорода образует соединение ВаО, толщина которого по нашим оценкам составляет не более одного монослоя. Дальнейший нагрев BaF2 до 850С и охлаждение до 20С не приводит к существенному изменению химического состава поверхности, причем после образования ВаО амплитуда оже - пика фтора практически не уменьшается в процессе облучения электронами. Возможно, что слой ВаО предохраняет BaF2 от потери фтора при облучении. Из рисунка видна адсорбция теллура, пары которого присутствуют в ростовой камере, на поверхности фтористого бария в процессе нагрева и охлаждения образца.
Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pb,.xSnxTe
Были исследованы, главным образом, эпитаксиальные пленки СОТ состава х«0,2 на подложках фтористого бария, а так же ФД на их основе, в том числе - на основе гетерост-руктур с переменным составом. Для исследования свойств пленок СОТ использовались стандартные холловские структуры, изготовленные методом фотолитографии. Рабочий участок такой структуры имел размеры 500 мкм вдоль направления тока и 200 мкм - поперек (между контактами для измерения напряжения эффекта Холла). По краям рабочей области структуры имели четыре симметричных потенциометрических контакта шириной 40 мкм. Технология изготовления и геометрия ФД будут описаны в соответствующих параграфах данной главы.
Подавляющее число измерений свойств пленок было поведено с использованием специально разработанных азотных и гелиевых криостатов и дополнительных устройств [140], позволявших плавно менять температуру образцов. Отдельные эксперименты потребовали совмещения гальваномагнитных измерений с фотоэлектрическими с использованием оптического зонда. Для проведения таких исследований была сконструирована и изготовлена универсальная оптическая насадка для криостатов [141]. Универсальность насадки заключается в возможности установки на ней криостатов различного типа, как азотных, так и гелиевых, а так же в наличии на ней большого количества фланцев для оптических окон и других приспособлений, что позволило использовать ее для широкого спектра исследований.
В основу конструкции насадки (рис. 2.1) положено введение в вакуумированный объем части сердечника электромагнита. Это позволило даже при малом зазоре сердечника электромагнита увеличить внешние размеры ваккуумированного корпуса насадки и разместить на нем большое количество фланцев, что обычно затруднено в стандартных конструк-циях хвостовиков криостатов для гальваномагнитных и фотогальваномагнитных исследований. Сменные конические наконечники сердечника крепятся на легко съемных боковых вкладышах 2 корпуса насадки, которые, как и сердечники 1, выполнены из мягкой магнитной стали. Вакуумное уплотнение вкладышей и корпуса насадки достигается через резиновые прокладки 19 поджатием атмосферным давлением и подвижными секциям сердечника электромагнита 3. Электромагнит мощностью 4 кВт обеспечивает максимальную напряженность магнитного поля до 2 Тл в зазоре сердечника 10 мм и около 0,4 Тл - в зазоре 65 мм.
На цилиндрическом корпусе насадки 6 размещены фланцы 4, на которые устанавливаются при необходимости в различных комбинациях оптические окна 7, датчик давления 8, дополнительный сорбционный насос 9, пушка для ионного травления 10, короткофокусный оптический зонд с объективом, расположенным непосредственно в вакууме 11, испаритель 12 или другие дополнительные приспособления. В нижней части насадки расположены фланец вакуумной откачки 5 и фланец вакуумных электрических вводов. Фланцы 4, 5, 6 унифицированы и допускают установку перечисленных приспособлений на любой из них.
В основу расположенного в верхней части насадки фторопластового узла вращения положено использование вакуумной смазки. Криостаты устанавливаются на фланец 13 узла вращения, обеспечивающего их поворот на 360 без ухудшения вакуума, а так же высокоом-ную электрическую развязку криостат - насадка.
Для перемещения криостатов относительно корпуса насадки с целью перемещения пятна оптического зонда по образцам вместо корректирующих шпилек 14 используется микроподвижка (на рисунке не показана), обеспечивающая перемещение не менее ± 8 мм по трем направлениям.
Большое проходное сечение узла вращения (70 мм) позволило использовать при проведении экспериментов азотные и гелиевые криостаты различных конструкций, например, азотный для отжига образцов в вакууме с последующими низкотемпературными измерениями, гелиевый с холодными оптическими окнами [140] и некоторые другие. При измерениях использовалась непрерывная паромасляная откачка насадки, обеспечивающая при работе с азотной ловушкой вакуум не хуже Р = 10"3 Па.
Измерения эффекта Холла с использованием постоянного магнитного поля напряжённостью В=0-И,2 Тл проводились по классической схеме с усреднением результатов по направлениям магнитного поля и тока через образец. Помимо этого, при исследовании температурной зависимости эффекта Холла использовались измерения в переменном магнитном поле на частоте f = 2 Гц по схеме, показанной на рис. 2.2. Применение такой методики позволило избавиться от необходимости учета температурно-зависимого постоянного напряжения на холловских контактах в отсутствие магнитного поля (т.е. не проводить усреднения сигнала эффекта Холла по направлению магнитного поля и тока через образец). Последнее было особенно важно при температурах Т 470 - 500 К, при которых параметры образца начинают меняться вследствие отжига, в том числе - за времена, которые необходимы для смены направления магнитного поля или тока в образце, как это будет показано ниже.
Измерения шума в пленках проводились с использованием источника тока на основе батарей с сопротивлением по переменному сигналу в исследованном диапазоне частот f 105 Гц более R„CT 40 кОм при токе I = 10"3 А и RHCT 10 кОм при токе I = 10 2 А. При этом во всем диапазоне используемых токов выполнялось соотношение RHCT » Ro6p, где Ro6P - сопротивление образца. Ток через образец контролировался амперметром, который отключался при измерении шума, а напряжение шума измерялось селективным нановольтметром «Уни-пан-237» с предусилителем «233.7» с входным сопротивлением 100 МОм.
Фотоэлектрические свойства фоточувствительных структур на основе р-пи гетеропереходов в Pbi-xSnxTe
На рис. 3.4 представлены зависимости дифференциального сопротивления от напряжения смещения на индиевом контакте R j = f (V) при Т = 80 К после различных обработок. Принципиальная схема таких измерений показана на рис.3.5. У исходного образца выпрямление невелико (кривая 0). После отжига в вакууме при Т = 200С зависимость принимает выраженный диодный характер (кривая 1) с дифференциальным сопротивлением при нулевом смещении Ro = 36 Ом и максимальным RmaX (V = -0,11 В) = 90 Ом. Время этого, как и последующих отжигов, составляло примерно t «10 мин. После отжига при Т = 250 С (кривая 2) Ro = 80 Ом и Rmax (V = -0,15 В) = 490 Ом. Повторный отжиг при Т = 250С уменьшил дифференциальное сопротивление (кривая 3), а дополнительный отжиг при Т = 300С привел к практически полному исчезновению выпрямления (кривая 4). На вставке в увеличенном масштабе показаны прямые ветви зависимостей R j(V). Их форма и взаимное положение в области прямых смещений V 0,1 В в значительной степени определяются включенным последовательно с р - п переходом сопротивлением пленки СОТ. Как было показано в п. 2.2, термообработка в вакууме при Т 250С может приводить к существенному изменению свойств приповерхностной области пленок СОТ и их полной проводимости. При этом, в зависимости от режимов отжигов и последующих экспозиций в атмосфере или вакууме, сопротивление пленки может как возрастать, так и уменьшаться, что и определило форму прямых ветвей Rd(V), приведенных на вставке к рис. 3.4. Изменение свойств поверхности, безусловно, оказывает влияние и на ход зависимостей Rd(V) во всем диапазоне напряжений смещения. Это хорошо видно из сравнения кривых 1 и Г, 2 и 2 . Зависимости 1 и 2 сняты непосредственно после отжига, а Г и 2 - после дополнительной экспозиции образцов в низком вакууме при Т = 293 К в течение 3 и 14 час, соответственно.
Таким образом, при выборе режимов для диффузии индия было необходимо учесть, что отжиг в вакууме при Т 250 С влияет не только на формирование собственно р - п перехода, но и на его проводимость по периметру вследствие изменения свойств приповерхностной области пленок СОТ.
Были исследованы так же структуры, полученные напылением полупрозрачного индия через маску, контакты к которым создавались затем пайкой индием. Фактически, такие структуры состояли из двух областей: одна - с полупрозрачным индием, другая - с «толстым» слоем индия в области контакта. Фотоответ со структур этого типа был исследован с применением оптического зонда. Температура измерений фотоответа составляла Т = 80 К. Сигнал со структур измерялся в фотовольтаическом режиме, т.е. без приложения внешнего смещения. Таким образом, он полностью определялся образовывавшимися в процессе отжига р-n переходами. Результаты измерений приведены на рис. 3.6.
До проведения отжигов фотосигнал наблюдался только вблизи периметра паяного контакта (рис. 3.6 а) и отсутствовал в области полупрозрачного индия. Отжиг при Т = 200С (рис. 3.6 б) приводил к появлению фотосигнала по всей площади структуры, что свидетельствует о формировании р - п перехода по всей площади структуры. Последующий отжиг при Т = 250С менял форму сигнала с некоторым увеличением его амплитуды к периметру фоточувствительной площадки (рис. 3.6 в). Наконец, дополнительный отжиг при Т = 300С привел к исчезновению фотосигнала везде, кроме периметра структуры, с одновременным уменьшением его амплитуды (рис. 3.6 г). Очевидно, что последнее связано с диффузией индия на полую толщину пленки и образованием «вертикального» р - п перехода по периметру фотчувствительной площадки. Во всех случаях наблюдался незначительный фотосигнал при нахождении пятна зонда на соседней фоточувствительной площадке, амплитуда которого была в 7-Ї-10 раз меньше, чем амплитуда сигнала с площадки, к которой был создан контакт. Это свидетельствует о значительной величине оптоэлектронной связи между соседними структурами. При этом сигнал не наблюдался при нахождении пятна зонда между структурами, что говорит о том, что оптоэлектронная связь между элементами не является следствием большой диффузионной длины неравновесных носителей заряда.
Из приведенных данных следует, что оптимальные температуры для проведения диффузии индия на полученных нами пленках находятся вблизи Т = 200- 250С при использовании как для «толстого» (приблизительно микронной и более толщины), так и полупрозрачного слоя индия, хотя для этих двух случаев режимы незначительно отличаются. Это следует, например, из рис. 3.6 а, из которого видно, что пайки индием достаточно для формирования фоточувствительной структуры в месте пайки, но имеющегося при этом разогрева недостаточно для эффективной диффузии индия из полупрозрачного слоя.
На некоторых структурах, полученных напылением индия микронной толщины через маску, ухудшение В АХ наблюдалось и при температурах отжига Т 180С. По нашему мнению, это происходило вследствие диффузии индия вдоль протяженных дефектов пленок типа границ блоков. Это вывод подтверждают также данные, полученные на многослойной структуре BaF2/p-Pb0 8Sno)2Te/p-PbTe/In [178,179].
Многослойная структура этого типа была получена следующим образом. После роста слоя СОТ (х = 0,2) толщиной d = 1 мкм подложка была частично перекрыта заслонкой и на открытой части структуры был выращен слой теллурида свинца толщиной d = 2 мкм. Все последующие измерения проводились при Т = 77 К. Измеренные непосредственно по эффекту Холла параметры нижнего слоя СОТ (х = 0,2) составили Р77 = 5,5-Ю17 см"3, U77= 7,1-Ю3 см2-В" с 1, а рассчитанные по двухслойной модели Петрица параметры верхнего слоя теллурида свинца р77 = 3,9-Ю16 см 3, Ц77 = 1,05-Ю4 см2-В-1-с"\ Верхний слой индия был напылен на холодную подложку через маску с площадью окна 800x800 мкм2. Проводники из золотой проволоки были приклеены к структуре проводящим клеем для предотвращения неконтролируемого разогрева и диффузии индия. Общий контакт к нижнему слою создавался до напыления индия через маску втиранием индия микропаяльником. Геометрия образца и держателя исключали засветку указанного контакта при последующих измерениях.
На рис. 3.7 представлены ВАХ структуры в линейном масштабе (кривая 1) и зависимость R i(V) - в полулогарифмическом (кривая 2), а так же на вставке - принципиальная схема структуры. При построении показанных зависимостей учтено последовательное сопротивление пленки СОТ. Линейная аппроксимация прямой ветки ВАХ при больших величинах тока на ось напряжений дала величину диффузионного потенциала Vd = 0,096
Экспериментальные структуры и методы исследования свойств пленок Pbi.xSnxTe
На рис. 3.19 показана зависимость дифференциального сопротивления от напряжения на р-n переходе Ra(V) того же образца, что и на рис. 3.8, при Т = 4,2 К, измеренная трехзон-довым методом. Максимум на зависимости незначительно смещен в область положительных напряжений, что так же может быть следствием существенного вклада туннельного механизма протекания тока. Прямая ветвь R j(V) хоть и имеет экспоненциальный вид, однако в выражении р « 40 и полученная зависимость не может быть объяснена диффузионным или рекомбинационным механизмом протекания тока.
Аналогичное поведение Ro(T) и R j(V) при температуре жидкого гелия наблюдалось и на структурах, полученных ЖФЭ. На рис.3.20 представлена зависимость R i(V) такого ФД с площадью А = 8-Ю"4 см2 при различных температурах. Там же показаны прямые ветви В АХ. Так же, как и у ФД на основе СОТ на фтористом барии, максимумы характеристик при Т 50 К смещены в прямом направлении. При V -0,3 В зависимости Rd(V) при различных температурах практически совпадают, что так же согласуется с представлением о существенном вкладе туннельной компоненты проводимости в характеристики этих ФД при низких температурах. Кроме этого, в области обратных напряжений -0,1 В V - 0,01 В при Т 50 К наблюдается минимум, который не описывается традиционными моделями ВАХ и зависимости Rd(V).
Качественно такие зависимости могут объяснены с привлечением изложенной ранее модели, предполагающей наличие поверхностного канала утечки туннельного типа. Предположим, как это показано на вставке рис. 3.11, что поверхностная утечка связана с наличием на поверхности подложки р - типа проводимости р+ приповерхностной области, а уровень легирования п области ФД высок - п+. Тогда по периметру р - п перехода образуется контакт р+ - п+ типа, в отличие от р - п+ - по площади ФД. Сопротивление такого контакта должно быть мало вблизи нулевого или обратного смещения (в зависимости от уровня легирования обеих областей) и иметь участок быстрого нарастания сопротивления при увеличении напряжения смещения вблизи нуля. При этом при сравнительно больших обратных смещениях сопротивление утечки может ограничиваться сопротивлением приповерхностного тонкого р+ канала р - области ФД. В случае, если ток по площади р - п перехода протекает по диффузионному или генерационно - рекомбинационному механизму, поведение соответствующей Rd(V) характеристики вблизи нулевого смещения будет описываться экспонен-той. Соответствующие характеристики для канала утечки и площади ФД приведены на рис. 3.11, так же как и их суперпозиция в соответствии с эквивалентной схемой. Т.е. наличие «седла» соответствует на качественном уровне предложенной модели. Точный расчет Rd(V), на наш взгляд, может быть сделан только при введении большого числа параметров (уровней легирования, толщин слоев, подвижностей и т.д.), экспериментальное измерение которых либо невозможно, либо представляет значительные трудности.
Таким образом, весь комплекс проведенных исследований подтверждает многостороннее влияние состояния поверхности на характеристики ФД на основе СОТ. Эксперименты по определению влияния обработки поверхности на ВАХ ФД были выполнены на структурах, полученных методом ЖФЭ [247]. Были использованы обработки поверхности трех типов: в горячей 50 % NaOH, в одномолярном электролите NaOH, в 1,5 % Вг в НВг. Согласно данным [190], первая обработка должна удалять с поверхности теллур и его окислы, а так же окислы металлов. По данным [191], вторая обработка должна обеспечивать состав поверхности, близкий к стехиометрическому, а последняя - приводить к обогащению поверхности теллуром [192,193]. Обратные ветви темновых ВАХ двух ФД разной площади после различных обработок приведены на рис. 3.22. Структуры были изготовлены из одной шайбы, т.е. уровни легирования и толщины областей дырочного и электронного типа были одинаковыми для всех ФД. Плотность обратных токов наибольшая у ФД, поверхность которых обогащена металлами. У ФД, подвергнутых этой обработке, так же наибольшая разница в плотности токов для диодов разной площади, что подтверждает большой вклад каналов утечки (периметра) в полный ток в этом случае.
