Фотоелектронні явища у структурах на основі вузькощілинних напівпровідників за наявності макродефектів та неоднорідностей

У кристалах CdTe при таких же режимах травлення спостерігаються також зміни електрофізичних властивостей залежно від дози опромінення. А саме, за малих доз травлення відбувається різке збільшення величини електропровідності, за великих доз - спостерігаємо вихід цього значення на насичення. У цьому разі ріст електропровідності може бути викликаний дефектами і домішками, що дифундують за міжвузловим механізмом із травленої поверхні кристала в об`єм.

Переваги лазерних методів обробки напівпровідникових матеріалів обумовлюють перспективність застосування лазерного випромінювання для зміни фізичних властивостей і структури напівпровідникового матеріалу з метою виготовлення напівпровідникових приладів (n-p переходів, матриць діодних елементів, омічних контактів і т.п.). Крім цього дослідження взаємодії лазерного випромінювання із вузькощілинними напівпровідниками, а особливо із Hg_1-xCd_xTe, є цікавим із точки зору впливу лазерного дефектоутворення на параметри кристалів і пристроїв на його основі, стійкості матеріалів до когерентного випромінювання.

Механізми взаємодії лазерного випромінювання з кристалічною граткою і електронною підсистемою у вузькощілинних напівпровідникових сплавах Hg_1-xCd_xTe мають неоднозначний характер. Крім теплової дії на кристалічну гратку і електронну підсистему, існують і супутні механізми генерації дефектів. Установлено, що їх вклад залежить в основному від тривалості лазерного імпульсу (t) і густини потужності (W). За густини потужності випромінювання лазера YAG:Nd ~ 0,1 МВт/см² на поверхні кристалів Hg_1-xCd_xTe спостерігається однорідне профілювання із шевроноподібним характером. Розміри профілю того ж порядку, що і довжина хвилі лазерного випромінювання. Це дає підстави ствердити про їх зв`язок із інтерференційними явищами. За густини потужності ~ 50 МВт/см<sup>2</sup> на поверхні чітко проявляються фігури травлення, пов`язані з ростовими дефектами. При збільшенні густини потужності до 100 МВт/см² спостерігається тріщиноутворення з переплавленням матеріалу.

За наносекундних тривалостей імпульсів високих потужностей (лазер XeCl) виникають і поширюються деформаційні ударні хвилі (УХ), які можуть генерувати дислокації внаслідок низького порогу пластичності матеріалу, а також міжвузлові атоми. Виявлено, що при переважанні ударних ефектів при взаємодії кристалів з випромінюванням, зокрема, електрофізичні параметри кристалів теж змінюються по іншому. При опроміненні імпульсами більшої тривалості і нижчих енергій (але вище порогових значень) зростає концентрація акцепторних дефектів; при коротших імпульсах, але значних енергіях ?донорних. Зростання концентрації електронів у зразкaх після опромінення можна пояснити вивільненням атомів ртуті з вузлів, дифузією їх за міжвузловим механізмом вглиб кристалa і утворенням шунтуючого каналу з n⁺-типом провідності. Очевидно, що поряд з цим генеруються й атомні вакансії (в основному ртутні). При цьому на поверхні виникає зона підвищеної дефектності (пари Френкеля), яка формує їх градієнт вглиб кристала. Внаслідок різниці в коефіцієнтах дифузії міжвузлових атомів і атомних вакансій, перші проникають на значно більшу відстань, утворюючи шар підвищеної електронної провідності.

Лазерна обробка випромінюванням рубінового лазера ( = 0,694 мкм) приводить до двох "технологічних" ефектів у вузькощілинних напівпровідниках в приповерхневому шарі: випаровування міжвузлової ртуті з утворенням збідненого основними носіями інверсного шару із електронним типом провідності; за великих доз - до зміщення складу в сторону збіднення за Hg і ущільненню прилягаючих до поверхні шарів виникаючою УХ. В обох випадках величина E_g збільшується. При коефіцієнті поглинання випромінювання ?_л > 10⁴ см^-1 і глибині проникнення світла ?_л^-1 < 1 мкм ширина забороненої зони збільшується на глибині поглинання лазерного випромінювання. Суттєвим моментом є утворення вбудованого квазіелектричного поля і різке збільшення часу життя основних (в p-області) ННЗ. Лазерна обробка гомогенізує приповерхневий шар кристала.

Опромінення серією короткотривалих імпульсів СО₂-лазера (густиною потужності 30 Вт/см² протягом часу ~ 1 год.) приводить до змін коефіцієнта Холла у кристалах n-типу провідності, які свідчать про ріст ступеня компенсації кристалів. Ймовірно, що при взаємодії з випромінюванням, дія якого проявляється в основному в локальному нагріві гратки, у кристалі проходить генерація і міграція вакансій ртуті. Можливий також і перерозподіл домішок, що може збільшити рухливість носіїв заряду. Протягом деякого часу відбувається зворотна зміна електрофізичних параметрів - їх відновлення. При кімнатній температурі при опроміненнi кристалів Hg_1-xCd_xTe довжиною хвилі ? = 10,6 мкм (область прозорості), вказані ефекти розвиваються переважно на центрах поглинання, якими можуть бути вакансії ртуті та їх комплекси, дислокації, границі зерен і т.п. Тому дефектоутворення проходить нерівномірно у всій матриці кристала.

Легування мокристалів Hg_1-xCd_xTe - оснoвний спосіб отримання шарів зі заданим типом провідності для створення приладів інфрачервоної техніки. Лазерне легування металами (In, Zn) здійснювали зі сторони металевого покриття імпульсами лазера YAG:Nd ³⁺ тривалістю ?t = 250 мкс і густиною енергії Е = 2,5 Дж/см². Експериментальні результати з твердофазного лазерного легування кристалів Hg_1-x Cd_xTe домішками індію і цинку свідчать про підвищення концентрації донорів у приповерхневих шарах.

У третьому розділі викладено результати досліджень ролі дефектів, як лінійних, так і точкових, згенерованих у процесі пластичної деформації фоторезисторних матеріалів (кристалів Hg_1-xCd_xTe) і n⁺-p-переходів на їх основі у формуванні фотоелектричних і електрофізичних властивостей.

Наявність активаційної ділянки на температурній залежності рухливості носіїв заряду пластично деформованих одновісним стискуванням кристалів Hg_1-xCd_xTe дозволяє застосувати бар^`єрну модель електронного перенесення для неоднорідного напівпровідника. За величиною рухливості носіїв заряду оцінено характерну густину дефектів, які виникають: точкових ? N_i і дислокацій ? N_D. Розмір електронного дислокаційного каналу протікання (дислокаційної трубки разом із атмосферою точкових дефектів) оцінено із виразу для величини "дебаївського" екранування: r_D = (2??₀E_b/e²n₀)^1/2, і становить ~100 нм при густині дислокацій до N_D Ј 5^.10⁶ см^-2.

У домішковій області провідності спостерігаємо різку асиметрію характеристичних часів стаціонарної і нестаціонарної ФП, а особливо часу фотоелектрoмaгнітнoго eфeкту (ФМЕ). У зразках після пластичного деформування, судячи з температурного ходу характеристичних часів, можна вважати, що поряд із існуючими дефектами в процесі деформації виникають дефекти, які захоплюють переважно електрони із зони провідності. Виходячи зі співставлення холлівської рухливості, яка є нижчою для такої концентрації електронів (із залежності Брукса-Херрінга), можна припустити, що поряд із утворенням дислокацій генеруються компенсуючі акцептори - вакансії ртуті, оскільки центрами розсіяння носіїв заряду насамперед є caмe ртутні вакансії. Зміна низькочастотного шуму більшості контрольних і деформованих зразків узгоджується з моделлю Хооге. Однак, у деяких зразках n-типу провідності після деформації спостерігали збільшення низькочастотного шуму, що пов`язано із вкладом шумової компоненти дислокаційної системи.

Наявність малокутових границь блоків (МКГ) у кристалі Hg_1-xCd_xTe приводить до зменшення концентрації донорів у матриці, а також до "очищення" матриці кристала від домішок, які забезпечують n-тип провідності. Спектральні характеристики шумів у таких кристалах вказують, що проходження струму здійснюється по двох підсистемах - матриці кристала і МКГ. Всебічна деформація обумовлює незворотну перебудову як лінійних (МКГ і дислокацій), так і точкових дефектів. При цьому, цей процес приводить в деякій мірі до зменшення ступеня дефектності кристалічної гратки, що проявляється головним чином на збільшенні рухливості електронів. Зменшення густини електрично активних акцепторних дефектів може бути обумовлено утворенням вакансійних нейтральних комлексів, а також заповненням ртутних вакансій міжвузловими атомами ртуті.

Дані дoсліжень впливу локальних деформацій на властивості n⁺-p-переходів вкладаються в рамки механізму утворення дислокацій донорного типу, які з часом блокуються акцепторними домішковими атмосферами. Уведені дислокації виступають як закоротки із опором R_sh, при цьому домішкові атмосфери таких дислокацій утворюють ефективні шунтуючі зв`язні канали p⁺- типу провідності.

У четвертому розділі описано фотоелектронні процеси у фоторезисторах на основі вузькощілинних напівпровідників. Зниження часу життя ННЗ у кристалах вузькощілинних напівпровідників порівняно з теоретичними розрахунками обмежує порогові характеристики приладних структур, створених на їх основі. Розмаїття власних точкових і лінійних дефектів, притаманних цим напівпровідниковим матеріалам, а також утворених у процесах технологічних операцій, суттєво ускладнюють опис фотоелектричних властивостей. Із тієї ж точки зору характерним є те, що необхідно враховувати різні методи отримання кристалів і епітаксійних плівок у різних лабораторних умовах. З іншого боку, якщо на даному етапі механізми рекомбінації ННЗ, пов`язані із впливом точкових дефектів, досить детально досліджені, то не повністю виясненими є процеси їх рекомбінації на границях блоків, дислокаційних скупченнях і виділеннях інших фаз, а також у полікристалічних і аморфних структурах.

В існуючих основних методах вимірювання часів життя зі стаціонарної фотопровідності, нестaціонарної, а також фотомагнітного ефекту використовуються також інші параметри кристалів, наприклад, рухливість носіїв заряду. На вимірювані величини (для стаціонарної ФП такою величиною є фотострум, а для нестаціонарної - час релаксації імпульсу фотоструму) накладається вплив багатьох факторів, як от: однорідність матеріалу, стан поверхні, наявність рекомбінаційних центрів і центрів прилипання, величина прикладеного електричного поля. Коректнішим для визначення часу життя ННЗ є метод нестаціонарної ФП, яким він визначається безпосередньо. Однак, і в цьому випадку криві релаксації фотоструму є складними.

Складні релаксаційні криві ФП при Оже-механізмі рекомбінації можна пов`язати з наявністю в кристалах Hg<sub>1-x</sub>Cd<sub>x</sub>Te крім об`ємного каналу рекомбінації ННЗ також конкуруючих каналів рекомбінації на макродефектах, виділеннях іншої фази, дислокаційних скупченнях. У цьому випадку (неоднорідний напівпровідник) існують кілька рекомбінаційних складових, які змінюють часову залежність ФП і, в найпростішому випадку, складаються з двох компонент. Форма релаксаційних кривих залежить також від стану поверхні, однак однозначно нею не визначається. Повільна компонента ФП слабше залежить від стану поверхні ніж швидка, яка в більшості випадків пов`язана з неоднорідністю зразка типу порушений поверхневий шар - об`єм кристала. Поява швидкої компоненти ФП спостерігається також і в зразках із дефектами типу малокутових границь.

Електричне поле, яке використовували для вимірювання часів життя ННЗ у кристалах вузькощілинних напівпровідників, змінює характер протікання фотоелектронних явищ. За наявності електричного поля відбувається перерозподіл енергетичних бар`єрів, спричинених неоднорідностями і макродефектами у матриці кристала, а також зміна вкладу поверхневих станів. Зі збільшенням напруженості поля характерний час швидкої компоненти зменшується, а повільної - зростає. Складний характер релаксаційних кривих ФП та їх зміна при дії електричного поля у випадку Оже-механізму рекомбінації ННЗ пояснюється впливом неоднорідностей у кристалах твердих розчинів Hg<sub>1-x</sub>Cd<sub>x</sub>Te. За високих рівнів збудження ННЗ змінюється також поверхневий вигин зон на границі розділу матриця мононокристала - макродефект, зменшуючи при цьому швидкість поверхневої рекомбінації s. Вплив електричного поля на релаксацію ФП в кристалах пов`язаний зі зміною темпу підходу ННЗ до рекомбінаційних макродефектів (а також природної поверхні). При цьому очікуємо зміну перерозподілу ефективності різних каналів рекомбінації ННЗ. На хід фотоелектричних характеристик монокристалів Hg_1-xCd_xTe, зокрема, спектральні характеристики ФП і температурні залежності часів життя ННЗ, впливає також ступінь компенсації кристалiв К.

При об`ємному збудженні час життя ННЗ, який визначається за релаксацією ФП є ефективним (?<sub>eff</sub>) і враховує, крім об`ємного часу життя ?_v, стік ННЗ до поверхні з наступною їх рекомбінацією - ?_s. У компенсованих зразках коли ?_v >> ?_s при часах t << ?_s, ?_eff визначається властивостями поверхні, а при t >> ?_s об`ємом, що проявляється при об`ємному збудженні в наявності двох експонент на кривій релаксації ФП. Компенсація кристалів збільшує також співвідношення величини ФП в максимумі спектральної характеристики до ФП на короткохвильовому плато і змінює рівень шумів кристалів як генераційно-рекомбінаційного, так і шуму типу 1/f.

Аналіз ФП в кристалах Hg_1-xCd_xTe з великим вмістом CdTe (x > 0,5) базується на моделі зміни співвідношення між концентрацією центрів рекомбінації і центрів прилипання ННЗ залежно від рівня опромінення. У більшості випадків, при збудженні зразків короткими імпульсами світла, криві релаксації фотоструму мають дві складові: швидку і повільну. Експериментальні дані дають підставу припустити, що у випадку збудження короткими імпульсами, рекомбінація ННЗ, аналогічно як в кристалах CdTe, контролюється швидкими s- і повільними r-центрами. При цьому вважається, що походження цих центрів пов`язано із власними дефектами відповідно донорного і акцепторного типів. При опроміненні довгими (t ~ 3 мс) імпульсами на кривій релаксації фотовідгуку виявляється тільки повільна компонента, пов`язана з r-центрами.

У рекомбінаційних процесах в кристалах Hg_0,85Mn_0,15Te електронної провідності час життя ННЗ характерний для переважання монополярного характеру ФП і визначається двома конкуруючими механізмами, характерими для вузькощілинних напівпровідників: випромінювальним механізмом рекомбінації і Оже (ударним). У кристалах з дірковою провідністю суттєвішим є збільшення вкладу в рекомбінацію ННЗ рекомбінаційних локальних центрів, а саме електрично активних акцепторів, таких як ртутні вакансії. Переважаючими при цьому є процес типу А₇ (СНН-L) -ударний і механізм Шоклі-Ріда.

Аналіз температурних залежностей часів життя в кристалах Hg_1-x-yCd_xZn_yTe вказує на можливе утворення кластерних макродефектів, збагачених ZnTe. Такі кластери можуть збільшувати фоточутливість цих кристалів в області високих температур (Т = 150-300 К).

Структурні макродефекти у вузькощілинних напіпровідниках, а особливо в матеріалах на основі ртуті, можуть не тільки змінювати електрофізичні властивості, а й суттєво знижувати їх фоточутливість. Ми розглянули процеси рекомбінації на макродефектах із характерними для вузькощілинних напівпровідників розмірами (r_c) 0,01-10 мкм. Ці процеси описуються дифузійними рівняннями з урахуванням швидкості поверхневої рекомбінації на границі розділу виділення - матриця. У матриці (R) фоточутливого напівпровідника з макродефектами у вигляді сферичних виділень просторовий розподіл нерівноважних електронів навколо виділення описується сумою двох сферичних функцій. Із розподілу ННЗ випливає, що, по-перше, для сферичної поверхні можна ввести ефективну швидкість поверхневої рекомбінації s* = s/(L/r_c+1), по-друге, втрата фоточутливості, викликана виділеннями, наступає за умови R < r_c+L_c^*, де L_c^*-ефективна довжина дифузійного зміщення ННЗ.

За допомогою методів математичного моделювання теоретично проаналізовано процес нестаціонарної ФП в неоднорідному напівпровіднику із виділеннями і полікристалічними зернами. Нестаціонарні рівняння нерозривності розв`язані методом сіток у сферичних координатах за наявності рекомбінаційних і дифузійних процесів у напівпровіднику. Для напівпровідника з електронною провідністю (при рівноважній концентрації електронів n_o і для випадку Оже-механізму рекомбінації, при якому концентрації ННЗ рівні ?n =?p) за наявності сферичних неоднорідностей зміна концентрації ННЗ має загальний вигляд:

, (1)

де: D_n - коефіцієнт дифузії ННЗ, G і В_а - відповідно швидкість їх генерації і стала Оже-рекомбінації.

Із розрахунків випливає, що криві ФП асиметричні в характеристичних часах наростання і спаду ФП, що узгоджується із експериментальними осцилограмами ФП.

Зокрема, наявність виділень спричиняє менш круті фронти наростання і згасання ФП, ніж наявність малокутових границь, що випливає із результатiв моделі. Неекспоненційний хід фронтів експериментальної ФП може бути пов'язаний із рекомбінаційними пастками скупчених на границях неоднорідностей, або їх комплексах. Роль дифузійних процесів у кінетиці зміни ННЗ суттєвіша у випадку низького рівня

збудження.

Неоднорідності типу флюктуацій складу (x) проявляються в довгохвильовій області (області прозорості) спектра. Оцінка внеску ФП кластерних неоднорідностей у випадку довгохвильового зондування світлом з енергією фотонів h?, меншою ширини забороненої зони E_g кристала, у вузькощілинних напівпровідникових потрійних твердих розчинах полягає в застосуванні моделі кластерної сітки неоднорідностей із локально зменшеною величиною E_gs (E_gs Ј h?) на межах зерен.

У дифузійно тонких кристалах, наприклад у напівпровідникових віскерах, вплив поверхні при великих швидкостях поверхневої рекомбінації зводиться до підвищення темпу підходу нерівноважних електронів до поверхні із наступною їх рекомбінацією. При цьому за значних розмірів віскера (r_z ® Ґ) фоточутливість обмежується темпом об'ємної рекомбінації ННЗ з часом їх життя ?_v. Поверхневі властивості віскерів проявляються також i у темнових характеристиках, оскільки фіксований заряд на поверхні модулює концентрацію основних носіїв на характерній довжині екранування Дебая.

За допомогою методу електронографії було отримано дані про усереднені розміри кристалітів (полікристалічних зерен) в тонких плівках, отриманих методом ІЛО. Встановлено зв`язок між розмірами зерен та величиною ФП. При зменшенні розмірів зерен полікристалітів час життя ННЗ зменшується. Експериментальні дані задовільно узгоджуються з розрахунковими для стаціонарної ФП. При релаксації ФП спостерігаються значно більші характеристичні часи, ніж це випливає з описаної моделі. Це можна пояснити наявністю рекомбінаційних енергетичних бар`єрів.

У п`ятому розділі розглянуто основні характеристики і стабільність функціональних приладних структур на основі вузькощілинних напівпровідників. Це електронно - діркові (n-p) переходи, структури метал-діелектрик-напівпровідник (МДН), а також гетероструктури типу вузько ? широкощілинний напівпровідники.

Зокрема, розглянуто механізми протікання носіїв заряду через n-p-переходи, створені іонною імплантацією B⁺, при цьому показано, що ці механізми визначаються в основному ступенем дефектності базових областей, тобто при однаковій дозі імплантованих іонів - різною концентрацією утворених радіаційних донорних та акцепторних дефектів. Дифузійний струм переважає в структурах із порівняно низькою концентрацією дефектів в області n-p-переходу. Зі збільшенням концентрації дефектів збільшується інтенсивність генерації носіїв заряду в збідненій області, що приводить до зміни механізму протікання струму на генераційно-рекомбінаційний (ГР). У цих структурах центрами генерації носіїв заряду є вакансії ртуті. При концентрації донорів N_d і 10¹⁸ cм^-3 переважають тунельні переходи електронів із валентної зони р-області в зону провідності n-області.

У фотодіодах на основі матеріалів Hg_1-xCd_xTe (х ” 0,2) на довгохвильовому краї фото-е.р.с. є немонотонності, які можуть визначатись ефектами в області n⁺-p-переходу, зв`язаними з локальною неоднорідністю концентрації домішки бору і радіаційних дефектів. Судячи з кінетичних світлових характеристик n<sup>+</sup>-p-переходу теж можна стверджувати, що перехід є неоднорідним. При інжекції ННЗ як проходження, так і їх рекомбінація відбувається здебільшого на неоднорідностях. Відповідно, при Оже-рекомбінації, яка переважає в області домішкової провідності в кристалах Hg<sub>0,8</sub>Cd<sub>0,2</sub>Te, низькоомні ділянки проходження струму зменшують час життя ННЗ. У n<sup>+</sup>-p-переходах проходження імпульсу струму пoв`язане з рекомбінацією (при прямому проходженні) і з генерацією (при зворотному) електронів у дірковій області бази. Залежність часу релаксації імпульсу від його величини показує, що на час життя ННЗ впливає як складна структура n⁺-p-переходу, так і електричне поле, яке виникає внаслідок градієнта їх концентрації.

Час релаксації фотовідгуку у фотодіодному режимі (?_ФД) при збудженні світлом з області сильного поглинання обмежується дифузійною компонентою. Iз підвищенням температури зменшується рухливість носіїв заряду, а відповідно й їх коефіцієнт дифузії. При значенні коефіцієнта поглинання ? ” 10⁵ см^-1 на довжині хвилі ? = 0,33 мкм глибина проникнення світла порядку d ? 0,1 мкм, що сумірне з глибиною активного n⁺-шару. Між n⁺- і p- облаcтями існує шар p ^- (або n ^-) - провідності, який сягає глибини l_i ? 2-3 мкм, причому внаслідок значного розувпорядкування кристалічної гратки рухливість ННЗ у ньому є досить низькою. При збільшенні зворотного зміщення зростає ?_ФД, оскільки збільшується сумарна товщина області електронної провідності та областi просторового заряду l_ОПЗ (l_ОПЗ ~ exp(U)). У фотовольтаїчному режимі час релаксації фотовідгуку (?_ФВ) визначається більшим із часів рекомбінації ННЗ, при Оже-механізмі, який є основним в цьому матеріалі, ?_ФВ збігається з часом рекомбінації дірок в n^- -області.

Залежність часу релаксації ННЗ при їх інжекції від магнітного поля пов`язана з тим, що рекомбінація ННЗ проходить по різних ділянках р-області, а саме зі збільшенням величини магнітного поля область підвищеного темпу рекомбінації просувається ближче до границі переходу. Ураховуючи залежності часу життя нерівноважних електронів від величини магнітного поля ?_n(B) можна стверджувати, що на віддалі від n⁺-p-переходу до 30 мкм координатний розподіл концентрації акцепторів (N_a) є приблизно однаковим. Оцінка концентрації акцепторів в р-області на віддалі 150 мкм і d і 30 мкм свідчить, що градієнт їх концентрації grad (p)= -10¹⁷ см^-4. Це поясюється тим, що в процесі імплантації в приповерхневих шарах кристала можуть утворюватись дефекти Френкеля в ртутній підгратці. При цьому міграція міжвузлових атомів ртуті в р-область спричинює їх часткову рекомбінацію з вакансіями, які визначають концентрацію акцепторів.

Запропоновано мікромеханізми температурної деградації фотодіодів на основі Hg_1-x Cd_xTe (х = 0,20 - 0,30). На ділянці швидкої деградації проходить відпал радіаційних дефектів, що мають донорну природу i виникають у процесі імплантації іонів В⁺. Це приводить до збільшення вкладу ГР компоненти проходження струму. Вплив швидкої деградації можна усунути низькотемпературним відпалом T > 60 ^oС. В подальшому наступає повільна деградація, яка проявляється в незначному рості зворотного струму (приблизно в 1,5 раза за час 1200 год.). Підвищення температури до T = 80 ^oС різко погіршує параметри приблизно на порядок. На початкових етапах низькотемпературного відпалу фотодіодів на основі матеріалів з х > 0,3 при зникненні радіаційних дефектів збільшується напруга пробою n⁺-p-переходу. Із порівняння даних з відпалу структур на основі епітаксійних структур і монокристалів можна зробити висновок, що за гірших значеннях параметрів, фотодіоди на основі епітаксійних плівок більш стабільні.

Велика різниця в рухливостях носіїв заряду - електронів і дірок (?_n >> ?_p), дає можливість встановити тип каналів струмових втрат n⁺-p-переходу у присутності магнітного поля. Зміна вольт-амперних характеристик (ВАХ) у магнітному полі в практично ідеальних переходах (при R_s = 0 і R_sh ® Ґ) здебільшого відбувається за рахунок зміни струму дифузії ННЗ. Дифузійна складова струму при рухливості електронів ? _n = 10⁵ см²/(Вс) суттєва за величини магнітного поля B ~ 0,1 Тл.

У штучно продеградованих структурах, як на основі Hg_1-xCd_xTe, так і InSb зворотний струм ВАХ сильно зростає і його залежність набуває вигляду, характерного для структур зі закорочуючим шунтуючим опором, а в магнітному полі ВАХ описується залежностями, характерними для чисто тунельного механізму проходження струму (ln J_s ~ U ^-1/2). Тунелювання носіїв заряду відбувається по локальних ділянках (проколах), обумовлених флюктуаціями концентрацій акцепторів і донорів, що виникають за рахунок нерівномірної генерації власних дефектів по периметру n⁺-p-переходу. Факт, що хід зворотної гілки ВАХ не залежить від напряму магнітного поля, а тільки від його величини, свідчить про об`ємний характер виникаючих каналів струмових втрат, і що процес розтікання носіїв заряду по таких каналах відбувається у всіх напрямах приблизно однаково.

Дія лазерного випромінювання на n⁺-p-переходи на основі Cd_0,25Hg_0,75Te і InSb призводить до додаткового дефектоутворення, внаслідок чого збільшується зворотний темновий струм ВАХ і з'являється надлишковий струм у прямому напрямі. Короткохвильове лазерне випромінювання має зворотну дію на властивості приповерхневих шарів, змінюючи зарядовий стан системи пасивуючий шар-напівпровідник. При дії довгохвильового лазерного випромінювання дефектоутворення проходить значно інтенсивніше внаслідок значного розігріву кристалічної гратки базoвих областей.

Властивості n-p-переходів, створених низькоенергетичною іонною обробкою поверхні кристалів, визначаються здебільшого властивостями базoвих областей. У випадку травлення іонами ртуті або аргону вигляд зворотної гілки ВАХ n-p-переходів характерний для ГР механізму протікання струму. Прояв такого характеру струму в структурах, створених цим методом, визначається геометричними флюктуаціями границі переходу, оскільки при даних величинах енергій іонів спричинений ними ступінь дефектоутворення нехтовно малий.

ВАХ гетероструктур Hg_1-xCd_xTe/PbS, отриманих вакуумним термічним напиленням сульфіду свинцю на підкладки р-Hg_0,8Cd_0,2Te, мають дві експоненційні ділянки. Для цих гетероструктур пропонуються наступні механізми протікання струму: при малих зміщеннях (U Ј 100 мВ) домінує рекомбінаційно-тунельна складова; зі збільшенням зворотного зміщення ? переважаючою стає дифузійна складова струму. ВФХ слабо нелінійні в координатах C -² - U і характеризуються аномально великим значенням граничної напруги, що визначається наявністю проміжного шару (можливо оксидного типу) складових гетероструктури. На спектральному розподілі фоточутливості гетероструктур є два піки, які відповідають компонентам Hg_1-xCd_xTe і PbS.

Структури МДН на основі Hg_1-xCd_xTe, які використовують у більшості сучасних приладів мікро- і оптоелектроніки (наприклад ПЗЗ), оскільки мають властивості, що легко змінюються електричним полем, становлять інтерес для вивчення властивостей поверхні кристалів, а також межі розділу гетероструктур. Зокрема, однією із проблем є створення діелектричного шару у вигляді власного анодного оксиду, а також осаджених сполук Al₂O₃, ZnS. Одним із важливих параметрів МДН-структури є швидкодія фото-е.р.с., яка визначається властивостями межі розділу кристал?діелектрик. Межа розділу кристала з діелектриком Al₂O₃ має меншу густину поверхневих станів ніж ZnS. Однак для Al₂O₃ характерне високе значення вбудованого приповерхневого заряду, що випливає з ходу ВФХ. Імпульсна характеристика фотовідгуку МДН-структури має вигляд біполярного сигналу, зв`язаного зі швидкою (кристал) і повільною (звільнення захоплених ННЗ поверхневими електронними станами діелектрика) складовими процесу рекомбінації ННЗ.

Сформовані термічним, або лазерним осадженням пасиваційні покриття ІЧ-функціональних структур (діелектрики і широкощілинні напівпровідники ZnS, CdS, CdTe, ZnTe) мають переваги і недоліки. Метод лазерного осадження, в свою чергу, вимагає короткочасного нагріву підкладок до відносно високих температур в процесі нанесення.

Покриття, нанесені хімічним осадженням, мають більшу адгезію, однак процес їх нанесення також вносить деякі зміни в приповерхневі шари кристалів. Електронографічні дослідження отриманих хімічним способом плівок (власний анодний оксид, аноднi оксиди сульфіду і флюориду) виявляють різну їх структурну досконалість залежно від складу хімічного розчину. Так, плівки власного анодного оксиду мають аморфну структуру. У плівках на основі флюориду, а особливо сульфіду кадмію на фоні аморфної картини спостерігається мозаїчна текстура. Фотоелектричні дослідження - величини фотовідгуку ФП і ФМЕ при поверхневому збудженні ННЗ вказують на дещо нижчу швидкість рекомбінації ННЗ на поверхні кристалa p-HgCdTe з оксидом на основі KF.

Висновки

На основі результатів попередніх досліджень, а також даних цієї роботи узагальнено основні закономірності, які притаманні нерівноважним електронним процесам у реальних базових напівпровідникових матеріалах інфрачервоної оптоелектроніки Hg_1-xCd_xTe, Hg_1-x-yCd_xZn_yTe, Hg_1-x Zn_хTe, Hg_1-xMn_xTe з дефектами різного типу. Зокрема, проведено узагальнений аналіз методів одержання монокристалів і епітаксійних плівок цих матеріалів, стабільнoсті їх параметрів, керування дефектною (як власною, так і домішковою) структурою кристалічної гратки термовідпалом та іонізуючим випромінюванням. Розглянута роль як природних, так і набутих структурних дефектів, наприклад дислокацій та МКГ блоків, у формуванні фотоелектричних і гальваномагнітних властивостей кристалів. Узагальнено вплив дефектів на характеристики функціональних структур на основі вузькощілинних напівпровідників.

Для вирішення проблем, поставлених у роботі, застосовано комплекс експериментальних досліджень як структурних (електронографія, растрова мікроскопія, селективне травлення) так і гальваномагнітних і фотоелектричних. Експериментально досліджено властивості n-p-переходів та їх зв`язок із дефектною структурою. Застосування і розробка теоретичних моделей фізичних процесів дозволила підвищити значимість експериментальних результатів. Вузькощілинні напівпровідники досліджували у вигляді монокристалів, епітаксійних плівок, одержаних різними методами, а також у вигляді напівпровідникових віскерів.

Основні висновки, отримані в процесі досліджень, детально викладені у висновках до кожного розділу, тому тут приводено найважливіші.

1. Кристали Hg_1-x-yCd_xZn_yTe мають стабільніші параметри кристалічної гратки порівняно з кристалами Hg_1-xCd_xTe. Уведення цинку приблизно в 1,5 раза підвищує стабільність фоточутливості. Збільшення мікротвердості свідчить про підвищену стійкість цього матеріалу до механічних дій. Температурна нестабільність параметрів кристалів Hg_1-xCd_xTe, як і інших напівпровідників на основі ртуті, виникає в основному внаслідок утворення вакансій ртуті (акцепторів). Однак змінюється також і концентрація донорів. При цьому на процес дифузії ртуті із об`єму впливають як атомні або вакансійні комплекси, так і міжвузлові атоми ртуті, які сповільнюють процес утворення ртутних вакансій.

2. Установлено, що тонкі плівки Hg_1-хCd_хTe (х Ј 0,30), отримані методом ІЛО, залежно від умов осадження, змінюють структуру від аморфної до мозаїчної. Кращі плівки, отримані лазерним осадженням при температурі підкладки 210 ^оС мають концентрацію електронів n ” 2^.10¹⁴см^-3 за їх рухливості ?_n ” 1^.10⁴ см²/(Вс). Плівки характеризуються високим значенням часу життя ННЗ при механізмі рекомбінації ННЗ, що відповідає Оже-процесам. Запропоновано комбінований метод одержання епітаксійних плівок Hg_1-xCd_xTe і Hg_1-x-yCd_xZn_yTe на буферних шарах CdTe, або CdZnТe, створених лазерним осадженням на підкладки Al₂O₃ із наступним парофазним нарощуванням в ізотермічних умовах.

3. Дозові залежності опромінення монокристалів Hg_1-xCd_xTe тепловими нейтронами вказують на виникнення стабільних дефектів як донорного, так і акцепторного типу, причиною чого є активація ядер ізотопу ¹¹³Cd з протіканням реакції (n,?). Рекомбінаційна дія неоднорідних областей (кластерів), які виникають в процесі опромінення, визначається глибоким енергетичним рівнем з E_a 50 меВ. При опроміненні кристалів Hg_1-xCd_xTe електронами або рентгенівськими квантами виникають в основному точкові дефекти - пари Френкеля як в ртутній, так і в телуровій підгратці із наступним утворенням стабільних комплексів типу V_Hg - V_Hg, V_Hg - Te_i. У Hg_1-xCd_xTe складу близько до х 0,2 цим дефектам відповідає енергетичний рівень з E_t 40 меВ.

4. При іонній імплантації домішок (B⁺, As⁺) в кристали Hg_1-xCd_xTe найімовірніший механізм утворення радіаційних дефектів типу Френкеля в ртутній підгратці (V_Hg - Hg_і) при міграції атомів ртуті по міжвузлях (Hg_і) (найрухливіший дефект). При цьому на деякій глибині від поверхні виникає шар слабкого n^--типу провідності. Великі дози опромінення (D і 10¹⁴ cм^-2) спричиняють аморфізацію поверхні. При опроміненні поверхні кристалів із дірковою провідністю низькоенергетичними іонами (незалежно від типу іонів) утворюється тришарова структура типу n⁺-n-p (n - до 250 мкм). У кристалах CdTe за таких самих режимів спостерігається різке збільшення електропровідності залежно від дози опромінення.

5. При опроміненні кристалів Hg_1-xCd_xTe лазерними імпульсами одним із механізмів утворення дефектів, поряд з генерацією вакансій ртуті, є вивільнення лазерною ударною хвилею атомів ртуті з вузлів і дифузія їх вглиб з утворенням приповерхневого каналу n⁺-типу провідності. За енергій вище порогових можуть виявлятись структурні ростові дефекти у вигляді ямок фотонного травлення.

6. У пластично деформованих кристалах n-Hg_1-xCd_xTe протікання струму і рекомбінаційні властивості визначаються каналами підвищеної концентрації електронів зі звуженою енергетичною щілиною з енергією залягання введених дефектів ~ 52 меВ. У кристалах р-Hg_1-xCd_xTe одночасно з генерацією дислокацій збільшується концентрація акцепторних рівнів, які можуть змінити тип рекомбінації ННЗ. У зразках n-типу провідності після деформації збільшення низькочастотного шуму не узгоджується з моделлю Хооге, що пов`язане з неоднозначністю поведінки шумів зі зміною концентрації носіїв заряду. Дислокації, що виникають при локальних механічних напруженнях n⁺-p-переходів на основі Hg_1-xCd_xTe, діють як закоротки переходу.

7. Наявність декількох компонент релаксації фотопровідності в кристалах вузькощілинних напівпровідників визначається здебільшого неоднорідністю зразків типу порушений поверхневий шар ? об`єм кристала і спостерігається також у зразках із дефектами типу малокутових границь. На зміну темпу підходу ННЗ (і процес їх рекомбінації) до макродефектів (або природної поверхні) впливає електричне поле. Зі збільшенням величини поля збільшується також і амплітуда швидкої компоненти релаксації ННЗ при переважаючому темпі їх рекомбінації на поверхні макродефектів.

8. У неоднорідних кристалах із крупномасштабними неоднорідностями, як у випадку опуклих (виділення), так і вгнутих (границі зерен) мeж розділу нестаціонарні процеси ФП проходять за експоненційними залежностями і характеризуються одним часом релаксації. Роль дифузійних процесів у кінетиці зміни ННЗ зводиться до появи асиметрії характеристичних часів росту і спаду ФП. Вклад мікровиділень у формуванні швидких компонент релаксації ФП можливий за умови значно більшої рухливості ННЗ у мікровиділеннях ніж у матриці напівпровідника.

9. У широкощілинних складах Hg_1-xCd_xTe (x > 0,5) рекомбінація ННЗ, як і в кристалах CdTe, контролюється швидкими s- донорного походження, і повільними акцепторними r-центрами, які виявляються при збудженні короткими імпульсами світла. При освітленні довгими імпульсами на кривій релаксації фотовідгуку виявляється тільки повільна компонента, пов`язана з r-центрами.

10. Фотоелектронні процеси в ниткоподібних напівпровідникових віскерах можна описати з точки зору застосування поняття швидкості поверхневої рекомбінації ННЗ. При характерних параметрах для напівпровідника Hg_0,8Cd_0,2Te вплив поверхні за розмірів нитки віскера r_z Ј 10³ мкм є визначальним. Наявність фіксованого стороннього заряду на поверхні змінює також і темнову провідність віскерів.

11. Основними механізмами темнового протікання струму в n⁺-p-переходах на основі р- Hg_1-xCd_xTe, сформованих імплантацією іонів В⁺, є ГР і дифузійний. Дифузійний струм переважає в структурах з порівняно низькою концентрацією дефектів в області n⁺-p-переходу. У фотодіодах Hg_1-xCd_xTe (х 0,2) на довгохвильовому краї фото-е.р.с. існують немонотонності, які можуть визначатись неоднорідною будовою і деформаційними ефектами в області n⁺-p-переходу. В спектральних залежностях шумових характеристик зворотнозміщених фотодіодів спостерігається спектр шуму на низьких частотах типу f ^- (? ~ 1,2-0,9) і ГР. У широкощілинних складах (х > 0,3) у всій області досліджувальних частот переважає спектр шуму типу f ^-2.

12. Проходження імпульсів струму (імпульсні характеристики) в n⁺-p-переходах на основі Hg_0,8Cd_0,2Te визначається складною структурою n⁺-p^--p-переходу, а також вбудованим електричним полем. Величини часів релаксації фотовідгуку ?_ФВ і ?_ФД фотодіодів на основі Hg_0,8Cd_0,2Te одного порядку, причому ?_ФВ визначається більшим із часів рекомбінації ННЗ, а ?_ФД обмежується дифузійною компонентою струму.

13. Параметри n⁺-p-переходів незворотно чутливі до зовнішніх впливів (особливо температури), зміни в електрофізичних і фотоелектричних характеристиках відбуваються вже при температурах вище 60 ^оС. Зокрема зміну параметрів при температурній деградації n⁺-p-переходів можна розділити на швидку і повільну, при цьому швидку компоненту деградації можна усунути низькотемпературним відпалом. Дія лазерного випромінювання на n⁺-p-переходи на основі Hg_0,7Cd_0,3Te і InSb призводить до додаткового дефектоутворення, причому короткохвильове лазерне випромінювання зворотно діє на властивості приповерхневих шарів, змінюючи зарядовий стан системи пасивуючий шар - напівпровідник.

Список опублікованих праць за темою дисертації

1. Андрухив М.Г., Вирт И.С., Матюшкин В.П., Цюцюра Д.И. Фотостимулированная диффузия межузельной ртути в Cd_xHg_1-xTe // В сб."Физическая электроника". - 1987. - Вып. 35. - С. 85-87.

2. Вирт И.С., Кемпник В.И., Цюцюра Д.И. Распад твёрдого раствора Cd_xHg_1-xTe, вызванный локальными нарушениями структуры // Известия АН СССР, сер. Неорганические материалы. - 1988. - Т. 24, № 8. - С. 1394-1396.

3. Вирт И.С., Григорьев Н.Н., Любченко А.В. Ограничение времени жизни сферическими дефектами структуры // Физика и техника полупроводников. - 1988. - Т. 22, Вып. 3. - С. 409-412.

4. Вирт И.С., Григорьев Н.Н., Любченко А.В., Панькив П.М., Цюцюра Д.И., Шерегий Е.М. Влияние локальных структурных нарушений поверхности на фоточувствительность кристаллов Cd_xHg_1-xTe // Поверхность. Физика. Химия. Механика. - 1988. - № 4. - С. 60-65.

5. Андрухив М.Г., Вирт И.С., Цюцюра Д.И., Шуптар Д.Д., Шкумбатюк П.С. Фотоэлектрические и шумовые свойства пластически деформированных монокристаллов Cd_xHg_1-xTe // Физика и техника полупроводников. - 1989. - Т. 23, № 7. - С. 1263-1265.

6. Вирт И.С., Любченко А.В., Мозоль П.Е., Гнатюк В.А. Особенности электрофизических свойств монокристаллов Cd_xHg_1-xTe подвергнутых лазерному облучению // Физика и техника полупроводников. - 1989. - Т. 23, Вып. 8. - С. 1386-1389.

7. Вирт И.С., Цюцюра Д.И., Шуптар Д.Д. Время жизни неравновесных носителей заряда в компенсированных полупроводниках CdHgTe // В сб. "Физическая электроника". - 1990. - Вып. 41. - С. 97-100.

8. Вирт И.С., Цюцюра Д.И., Шуптар Д.Д. Получение и свойства кристаллов CdZnHgTe // Известия АН СССР, сер. Неорганические материалы. - 1990. - Т. 26, № 10. - С. 2219-2220.

9. Szeregij E., Ugrin Y.O., Virt I., Abeynayake C., Kuzma M. Influence of High-power Laser Beam on Electrophysical and Photoelectrical Properties of Epitaxial Films of Cd_xHg_1-xTe (x = 0,2) // Laser Technology, SPIE, III. - 1990. - V. 1391. - P. 199-203.

10. Вирт И.С., Цюцюра Д.И., Шуптар Д.Д. Электрофизические и фотоэлектрические свойства твёрдых растворов Cd_xHg_1-xTe с примесью цинка // Матер. VІІІ Всес. симп. "Полупроводники с узкой запрещённой зоной и полуметаллы". - Ч. 1. - Львов. - 1991. - С. 74-75.

11. Андрухив М.Г., Белотелов С.В., Вирт И.С. Электрические свойства и шумы фотодиодов на основе твёрдых растворов Cd_xHg_1-xTe // Матер. VІІІ Всес. симп. "Полупроводники с узкой запрещённой зоной и полуметаллы". - Ч. 1. - Львов.- 1991. - С. 76-77.

12. Андрухив М.Г., Вирт И.С., Цюцюра Д.И., Шкумбатюк П.С. Фотоэлектрические и шумовые свойства кристаллов Cd_хHg_1-xTe (х = 0,2) с малоугловыми границами блоков // Электронная техника, сер. Материалы. - 1991. - Вып. 3 (257). -С. 62-64.

13. Kuzma M., Abeynayake C., Szeregij E., Virt I. Influence of High-Power Laser Beam on Physical Properties of Epitaxial Films of Hg_1-xCd_xTe // Acta Physica Polonica. - 1991. - V. 80, № 3. - P. 475-479.

14. Вирт И.С., Белотелов С.В. Свойства n⁺-p-переходов на основе Cd_xHg_1-xTe подвергнутых локальной деформации // Физика и техника полупроводников. - 1992. - Т. 26, Вып. 3. - С. 565 -568.

15. Вирт И.С., Кузьма М.С., Шерегий Е.М., Шкумбатюк П.С. Твердофазное лазерное легирование монокристаллов Cd_xHg_1-xTe // Физика и техника полупроводников. - 1992. - Т. 26, Вып. 3. - С. 562-565.

16. Андрухив М.Г., Белотелов С.В., Вирт И.С., Шкумбатюк П.С. Шум дефектов обратносмещённых n⁺-p-переходов на основе Cd_xHg_1-xTe // Физика и техника полупроводников. -1992. - Т. 26, Вып. 2. - С. 393-394.

17. Белотелов С.В., Вирт И.С. Временная нестабильность параметров n⁺-p-переходов-фотодиодов на основе твёрдых растворов Cd_xHg_1-xTe // Электронная техника, Сер. Материалы. - 1992. - Вып. 8 (262). - С. 54-58.