Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 . Термодинамические методы при исследовании распространения и устойчивости электронного потока и продольных плазменных волн в твердотельной плазме 22
1.1 .Критический анализ работ по распространению и устойчивости электронных потоков и продольных плазменных волн в твердотельной плазме 22
1.1.1 Особенности и различия распространения плазменных волн в газоразрядной и твердотельной плазме 22
1.1.2. Баллистический транспорт и пространственно-периодические структуры электронных потоков в твердотельной плазме 29
1.2. Фазовый переход типа «беспорядок-порядок» и стационарный резонанс электронных потоков в структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью 33
1.2.1 .Основные положения математической модели фазового перехода типа «беспорядок-порядок» электронных потоков 35
1.3. Устойчивость электронных потоков при распространении в полупроводниковых структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью 43
1.4. Взаимодействие лазерного излучения с управляемым пространственно-неоднородного распределением свободных носителей заряда в
полупроводниках А3В5 45
1.5. Устойчивость и распространение продольных плазменных волн при воздействии различных внешних факторов 50
1.6. Основные положения базовой одномерной математической модели
1.7.Выводы к первой главе 60
Глава 2. Термодинамические методы при исследовании термоупругости . 63
2.1. Критический анализ работ по применению термодинамики в исследовании термоупругих сред 63
2.2.Термоупругие свойства полимеров 70
2.3. Сравнительный анализ энергетической и энтропийной моделитермоупругой деформации 76
2.4.Матетатическая модель для описания поведения энтропии в случае термоупругих сред с учетом эффектов ангармоничности ианализ результатов 78
2.5.Выводы ко второй главе 84
Глава 3. Электрофизические, оптические и термодинамические свойства соединения внедрения LixMn02 85
3.1. Основные требования твердотельной электроники к химическим источникам тока 85
3.2. Критический анализ работ по исследованию диоксидмарганцевых структур, используемых в качестве катода в химических источниках тока с литиевым анодом 86
3.3. Механизм электрохимического восстановления диоксида марганца в апротонных электролитах 90
3.4. Методы изучения электрофизических и оптических свойств полупроводниковых материалов на основе диоксида марганца 92
3..5. Технология получения образцов, методика эксперимента и анализ полученных результатов 100
3.5.1. Технология получения образцов для оптических исследований. 100
3.5.2.Технология получения образцов для четырехзондового метода постоянного тока 104
3.5.3. Исследование оптических и термодинамических свойств LixMn02H анализ результатов 104
3.5.4. Исследование электрофизических свойств LixMn02 и
анализ результатов 111
3.6. Выводы ктретьейглаве 115
Глава 4. Фотоэлектрические, теплофизические и термодинамические свойства структур, содержащих диоксид ванадия, используемых в преобразователях изображения 117
4.1 .Сравнительный анализ свойств некоторых регистрирующих сред 117.
4.2. Роль контактных явлений в твердотельных приборах и особенности исследования гетеропереходов 121
4.3.Критический анализ работ по исследованию фазового перехода металл-полупроводник в окислах ванадия 129
4.4. Методика измерений характеристик гетероперехода CdSe-VQ2H описание экспериментальной установки 135
4.5. Особенности технологии получения пленочных гетероструктур In203-CdSe-V02 (V) 140
4.6. Электрические и фотоэлектрические характеристики пленочных структур In203-CdSe-V02 (V) 142
4.6.1. Вольтамперные характеристики и спектральные зависимости фотоотклика 142
4.6.2. Влияние температуры на ход спектральной характеристики фотоэдс 148
4.6.3. Спектральные зависимости эквивалентных параметров Яэ иСэ 153
4.6.4. Влияние температуры на спектральные
зависимости эквивалентных параметров Яэ и Сэ 158
4.6.5. Зависимости эквивалентных параметров от постоянного смещения 162 4.7. Обсуждение экспериментальных результатов 162
4.7.1. Вольтамперные характеристики и спектральные зависимости фотоотклика 162
4.7.2. Зависимости эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления от постоянного смещения 165
4.7.3. Спектральные характеристики эквивалентной емкости и эквивалентного сопротивления 167
4.7.4. Температурные зависимости характеристик гетероструктуры In203-CdSe-V02... 168
4.8.Термодинамика фазового перехода металл-полупроводник и оценка эффективности преобразования изображения в структурах на основе диоксида ванадия 175
4.8.1. Энтропия и скрытая теплота перехода в гетероструктуре In203-CdSe-V02 175
4.8.2. Температурный гистерезис фотоэдс гетероперехода CdSe-VQ2 177
4.8.3. Математическая модель для объяснения влияния давления на ширину гистерезиса 179
4.8.4.Математическая модель термодинамического кпд Фазового перехода в диоксиде ванадия 182
4.8.5. Математическая модель учета процессов нестационарной теплопроводности при оценке эффективности
работы преобразователя изображения на основе диоксида ванадия 184
4.9.Выводы к четвертой главе. 192
Глава 5. Состав, структура и свойства полупроводников класса А1 и термодинамические методы их исследования 196
5.1 Критический анализ работ по исследованию гетерогенных полупроводников класса А1 196
5.1.1 .Состав, структура и свойства некоторых фотопроводников на основе CdSe- CdTe 196
5.2. Фотопроводимость пленок на основе CdSe - CdTe 201
53. Невзаимность фотоэлектрических свойств пленок на основе CdSe-CdTe 203
5.4. Модель продольно-поперечного фоторезистора на основе CdSe-CdTe 206
5.5.Фотоэлектрические свойства двухслойных структур с защитным слоем на основе Cdy Pb i y S и CdSe: La 219
5.6. Фотоэлектрические свойства фотопроводников на основе CdSe :La , подвергнутых действию рентгеновского и у - излучения 230
5.7. Метод наименьших квадратов для определения скорости дефектообразования 235
5.8. Метод математического моделирования фазовых диаграмм
для анализа тройной системы CdS-CdSe-CdTe 240
5.9. Метод математического моделирования продольной фотопроводимости с учетом неоднородной генерации носителей в соединениях А11! 248
5.9.1 .Основные положения математического модели продольной фотопроводимости 248
5.9.2Анализ рассчитанной спектральной характеристики фототока 254
5.10. Выводы к пятой главе 256
Глава 6. Влияние магнитного поля на характеристики и параметры твердотельных структур и термодинамические методы описания этих явлений 259
6.1. Методы определения подвижности носителей заряда в неоднородных полупроводниковых структурах 259
6.2.Особенности эффекта магнитосопротивления в полупроводниках 264
6.3. Современные модели магнитосопротивления 269
6.4. Методика измерения магнитосопротивления и определения подвижности носителей заряда в фотопроводниках на основе CdSe 271
6.5. Ориентапионная и температурная зависимость магнитосопротивления и подвижности носителей заряда в неоднородных фотопроводниках 275
6.6. Корреляция и антикорреляция положений максимумов в спектральных зависимостях электропроводности и подвижности носителей заряда, определенной из
эффекта магнитосопротивления 276
6.7 Математическая модель эффекта магнитосопротивления в гетерогенных фотопроводниках 282
6.7.1. Основные положения, ограничения, экспериментальные предпосылки модели неоднородного магниторезистора 282
6.7.2. Математическая модель эффекта магнитосопротивления в неоднородных фотопроводниках 286
6..7.3. Влияние освещенности на магнитосопротивление в неоднородных фотопроводниках... 292
6..7.4. Термодинамическая модель магнитосопротивления неоднородного полупроводника 295
6.8. Термодинамические методы для описания влияния магнитного поля и температуры на физические свойства твердотельных структур 297
6.8.1 .Влияние внешнего магнитного поля на точку Кюри 297
6.8.2. Влияние магнитного поля и температуры на поведения энтропии и свободной энергии магнетика 299
6.9. Математическое моделирование процессов в колебательных системах и их аналогия с фазовым переходом второго рода 301
6.10. Выводы к шестой главе 308
7.Заключение 310
8.Список литературы
- Устойчивость электронных потоков при распространении в полупроводниковых структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью
- Сравнительный анализ энергетической и энтропийной моделитермоупругой деформации
- Механизм электрохимического восстановления диоксида марганца в апротонных электролитах
- Особенности технологии получения пленочных гетероструктур In203-CdSe-V02 (V)
Устойчивость электронных потоков при распространении в полупроводниковых структурах с модулированной диэлектрической проницаемостью
Если электронейтральность ТП нарушена введением неподвижных электрических зарядов, то их электрическое поле экранируется на длине экранирования (XD), равной (по порядку величины) длине пробега носителей, движущихся со средней тепловой скоростью, за период плазменных колебаний и называемой в случае невырожденной плазмы дебаевской. В случае ППВ XD является ограничением упорядоченного колебания и коллективные колебания резко затухают , если Х XD. Как и в случае других возбуждённых состояний твёрдых тел (фононы, магноны, экситоны и т. д.), при описании плазменных колебаний электронов вводят квазичастицу, называемую плазмоном, с энергией h cop(k) и импульсом frk, где к - волновой вектор. Отклик ТП на переменное электрическое, поле описывается зависящей от частоты поля ю и его волнового вектора к диэлектрической проницаемостью є ( ю, к). Закон дисперсии плазменных колебаний для длин волн X определяется из условия є ( ю, k)=0. Для описания плазменных явлений в твёрдых телах обычно решают систему уравнений, включающую уравнения Максвелла и кинетическое уравнение, позволяющее рассмотреть процессы релаксации, учесть тепловое движение носителей. В ряде случаев используется гидродинамическая модель, которая характеризуется такими параметрами, как средняя плотность, определяемая плазменной частотой, средней дрейфовой скоростью, коэффициентом диффузии (D), коэффициентом трения или вязкости, определяемым частотой столкновений (v). Отличие между этими величинами в ТП и ГРП связаны с различием в порядках величин указанных параметров. ГРП, по сравнению с ТП, характеризуется малой величиной юр и очень малыми величинами D и v, но в ТП случай D v 0 используется для выявления роли диффузии и столкновений [2]. Исследование распространения ППВ в полупроводниках, которые представляют собой пакеты когерентно воздействующих плазмонов, распадается для полупроводников с изотропным энергетическим спектром на высокочастотную (ВЧ) и низкочастотную (НЧ) моды, а в многодолинных полупроводниках с анизотропным спектром могут существовать дополнительные моды. ВЧ-мода обусловлена колебаниями всех электронов валентной зоны, а их частота может быть вычислена по формуле (А), где п -концентрация электронов в валентной зоне. Энергии плазмонов - продольных колебаний валентных электронов относительно решетки 14 -17эВи намного превосходят ширину запрещённой зоны полупроводника. НЧ-мода обусловлена колебаниями электронов проводимости или дырок в зависимости от типа проводимости полупроводника. В случае полупроводника с одним типом изотропных носителей Юр находится из той же формулы (А), где т - эффективная, масса носителей заряда, є 25 диэлектрическая проницаемость полупроводника, п - концентрация носителей. Плазменные колебания в этом случае - колебания газа свободных носителей относительно хаотически расположенных в кристаллической решётке ионизированных донорных или акцепторных примесных центров. Энергии плазмонов в этом случае -0,01 - 0,1 эВ. НЧ-плазмоны исследуют экспериментально, используя комбинационное рассеивание света. Кроме бесстолкновительного затухания Ландау НЧ-плазмоны затухают также из-за рассеяния носителей заряда на примесях, фононах и т.д. Поэтому условие их существования можно сформулировать в виде неравенства (Б) : юр тр» 1, где Тр - время релаксации импульса носителей заряда, которое определяет их подвижность (fi). Данное условие ограничивает (снизу) концентрации носителей, при которых могут существовать плазмоны. При низких концентрациях носителей, когда юр тр 1, отклонение от электронейтральности не приводит к плазменным колебаниям, а приводит к затуханию за время максвелловской релаксации тм , которое определяется соотношением: тм = (со2ртр) .Причем неравенство (Б) выполнено при условии тм « Тр. В полупроводниках и полуметаллах, которые содержат несколько групп носителей заряда (электроны и дырки разных долин в многодолинных полупроводниках, лёгкие и тяжёлые дырки и т. д.), возникает многокомпонентная плазма. В собственных полупроводниках, содержащих равное количество электронов и дырок, возникает электронно-дырочная (биполярная) плазма, которую можно квалифицировать как многокомпонентную. Для анализа поведения этой плазмы используют термодинамический метод фазовых диаграмм в координатах концентрация носителей - температура. Возможность внешним воздействием изменять плотность электронно-дырочной плазмы при фиксировованной. Т позволяет изменять её фазовое состояние. При высоких температурах и концентрациях носителей образуется вырожденный электронный газ, а при меньших концентрациях- невырожденный. С понижением Т при малых п электроны и дырки связываются в экситоны. При промежуточных плотностях электроны и дырки конденсируются в электронно-дырочные капли, разделённые экситонным или электронно-дырочным газом низкой плотности [3]. Теория фазовых переходов нашла свое применение и для объяснения неустойчивости ТП. Пространственно-временные структуры, образующиеся вследствие развития неустойчивости ТП, характеризуются непрерывным притоком в неё энергии от внешнего, источника и непрерывной её диссипацией во внешнюю среду. К диссипативным структурам приводят помимо токовых неустойчивостей неустойчивости под воздействием интенсивного электромагнитного излучения, интенсивного потока тепла при большом градиенте Т и др. Общим во всех случаях является существование критического значения параметра, характеризующего уровень возбуждения ТП, например тока, мощности излучения и т.д.
Переход ТП в результате неустойчивости в состояние диссипативной пространственно-временной структуры может быть описан на языке неравновесного фазового перехода. Как правило, с изменением уровня возбуждения ТП испытывает несколько неравновесных фазовых переходов, в результате которых одни диссипативные структуры заменяются другими [4]. Примерами этих структур являются колебания концентрации носителей и (или) температуры. Часто эти колебания сопровождаются изменением тока, проходящего через ТП (в случае токовых неустойчивостей), так что ТП в сочетании с внешней электрической цепью выступает как генератор электрических колебаний. Другим примером практической реализации структур с ТП служит инжекционный лазер, где в результате инжекции электронов и дырок создаётся биполярная плазма высокой плотности с иивертировованным заполнением электронных состояний в зоне проводимости по отношению к валентной зоне. Возникновение когерентного электромагнитного излучения может быть описано на языке фазовых переходов. Другим результатом развития неустойчивости могут быть статические диссипативные структуры в виде периодического распределения параметров ТП в пространстве. Элементами таких пространственных структур могут быть домены и доменные стенки. Домены Ганна и шнуры примеры таких твердотельных диссипативных структур.
Развитие неустойчивостей иногда приводит к неупорядоченным (стохастическим.) структурам. Начиная с некоторого высокого уровня возбуждения, ТП переходит в состояние, которое может быть описано в вероятностной форме. Примером может служить генератор неравновесного шума с большой амплитудой. Описание упорядоченных и стохастических пространственно-временных структур происходит на основе решения нелинейной динамической задачи [5].
Практическое применение вышерассмотренных методов определения неустойчивости волн часто представляет сложную и трудоемкую задачу. Значительное упрощение возможно в случае, когда дисперсионное уравнение представляет собой алгебраическое уравнение невысоких степеней с вещественными коэффициентами, левую часть которого можно представить как сомножители, имеющие вид: ю-kv. В этом случае характер неустойчивости определяется из общего вида кривой, которая соответствует дисперсионному уравнению. Правила определения впервые были сформулированы Стерроком, но содержали неточности, которые были устранены в работе [6], а эвристический вывод этих правил приведен в работе [7].
Сравнительный анализ энергетической и энтропийной моделитермоупругой деформации
В экспериментальных исследованиях V02 можно выделить следующие направления, обусловленные его практическим применением для оптических фильтров и переключателей, запоминающих и регистрирующих устройств, модуляторов, преобразователей излучений и изображений. В исследованиях Мокерова и его сотрудников [208] найдены полосы поглощения 1,3-1,5 эВ вследствие ФПМП в V02, обусловленные возбуждением через щель Мотта-Хаббарда. Несовпадение экспериментальных и теоретических значений Eg связано как с ограниченной применимостью методов расчета, так и размытием ФПМП по температуре. Последнее объяснялось одновременным и независимым присутствием металлической и полупроводниковой фазы [209] в узком интервале температур вблизи ФПМП, причиной чего служило наличие механических натяжений и неоднородностей состава [210]. В ряде работ [211-214] экспериментально доказано, что пленка двуокиси ванадия состоит из микроскопических областей, имеющих свою температуру перехода. Это и влечет за собой размытие ФПМП по температуре. Температура ФПМП для разных окислов ванадия, составляющих ряд Магнели, находилась в пределах от 70 К для VsOl5 до 450 К для V305. Сложные по структуре пленки получались путем неоднородного по толщине окисления ванадия, напыленного вакуумным термическим способом на подложки из стекла, слюды, торец волоконного световода [211]. В работе [212] исследовались пленки, которые окислялись в течение 8-10 минут при температуре -570 К. Измерения зависимости коэффициента отражения от температуры при разных длинах волн показали, что область перехода находится в интервале 308-330 К. Фазовый состав пленок, полученных по аналогичной технологии, приведен в работе [213]. Время окисления изменялось от 1 до 10 минут, а температура окисления менялась в пределах от 723 до 973 К. При меньших временах окисления формировались фазы, обедненные кислородом, с малым изменением его концентрации по толщине, что приводило к меньшему размытию по температуре ФПМП. Отклонение от стехиометрии сильно влияло на температуру ФПМП [214]. В работе [43] приведены результаты влияния примеси вольфрама на свойства пленок оксидов ванадия, которые получены золь-гель методом. Показано, что с ростом концентрации примеси, снижение температуры ФПМП составляет 10К, причем увеличивается растянутость перехода по температуре и уменьшается скачок сопротивления. С учетом обобщающей работы [216] можно выделить две группы добавок, которые приводят к уменьшению температуры ФПМП, но за счет разных механизмов. В группу примесей аналогичных хрому, которые своим действием приводят к появлению «дырок» в решетке V02, входят А1, Fe, Ga, Се. В группу примесей аналогичных ниобию, которые своим действием приводят к введению в решетку V02 избыточных электронов за счет замещения кислорода, входят W, Мо, Та, Re. Следует отметить, что среди используемых добавок не встречаются элементы второй и шестой группы.
Другим направлением в экспериментальном изучении V02, связанным с его использованием в качестве элемента оптической памяти, явилось исследование температурного гистерезиса. В окислах ванадия ширина петли гистерезиса колебалась от 0,5 до 50 К. Например, в тонких пленках двуокиси ванадия, полученных катодным реактивным распылением [217], ширина 133 петли 5 К, а скачок удельного сопротивления (р)« 50 при ФПМП. В работах [218,219] установлена связь между значением р, скачком р при ФПМП и шириной петли V02 и влияние термообработки в разных средах на эти параметры. Для характеристики гистерезиса сложных структур вводится понятие коэрцитивной температуры Тк [181], которая в случае прямоугольной петли, свойственной монокристаллам, определяется так: Т-Т т +т тк=- = тх-т0, г0= , (4.6) где Тх , Т2 - температуры фазового перехода, в прямом и обратном направлениях; Т0 - термодинамическая температура фазового перехода. Физический смысл коэрцитивной температуры состоит в том, что величина Тк показывает, насколько необходимо отойти от термодинамической температуры перехода, чтобы ФПМП произошел полностью. В работе [220,221] проведено исследование влияния вакуумной термообработки тонких пленок диоксида ванадия на ФПМП и сравнение полученных результатов с воздействием пучка электронов с энергией lOkeV и плотностью тока 120 mkA/mm на ФПМП в этих пленках. Как в результате отжига, так и при электронном облучении происходит увеличение ширины петли V02 и её смещение в сторону низких температур. Авторы статьи объясняли такое совпадение упругим рассеиванием электронов, приводящим к локальному разогреву. В связи со значительным распространением нанотехнологий увеличился интерес к размерным эффектам в пленках диоксида ванадия. В работе [222] приводятся данные по влиянию размера зерен, поперечный размер которых ЮОнм, на ФМПМ в тонких пленках диоксида ванадия. С уменьшением размера зерна ширина петли увеличивается, возрастает роль упругих напряжений, что приводит к асимметрии элементарной петли гистерезиса. Таким образом, на параметры ФПМП в двуокиси ванадия в разной степени влияют способы получения, обработки , в том числе с применением нанотехнологий.
При разработке приборов, использующих ФПМП, таких как визуализаторы, переключающие элементы, датчики температуры и терморезисторы, где в диоксиде ванадия присутствуют переходные области разных фаз, необходимо учитывать явления, возникающие при воздействии электрического поля и протекании электрического тока через границу этих фаз. Такие явления были рассмотрены при исследовании влияния электрического поля на переключение V02 в МДП структуре [223]. Управление переключением, по мнению авторов, связано с пьезоэффектом. В работе [224] исследован эффект переключения в наноструктурах на основе оксида ванадия. В результате исследований было установлено, что при уменьшении толщины пленки оксида ванадия до Юнм, пороговое напряжение стремится к нулю. Обсуждаются проблемы устойчивости ФПМП в V02 при переходе к наноразмерам. Другими эффектами, управляющими свойствами V02, могут быть эффекты поля и инжекции носителей заряда в многослойных структурах на основе кремния и нитрида [225]. В работе [226] установлено, что ВАХ образцов V02 с наличием металлической и полупроводниковой фазы линейна до 1 В. Отсутствие выпрямления на границе фаз объяснялось или малым временем жизни неосновных носителей в V02, или образованием антизапирающего слоя, в котором работа выхода полупроводниковой фазы больше, чем металлической. В работе [227] приведены результаты изучения кинетики фотопроводимости ГП pSi-nV205 при воздействии излучения He-Ne и рубинового лазера. Релаксация фототока зависела от величины обратного напряжения, а определяющими в процессе переноса фотоносителей являлись токи, ограниченные пространственным зарядом (ТОПЗ). Однако авторы не исследовали спектральные характеристики фотоотклика, C-V, R-V характеристики, не отметили влияние фазового перехода на характеристики ГС, т.е. исследование проведено без учета специфики V205 обладающего ФПМП.
Таким образом, из анализа имеющихся отечественных и зарубежных литературных источников видно, что изучение контактных свойств границы раздела металлической и полупроводниковой фазы в окислах ванадия важно для определения возможного его практического применения. Отсутствие единой теории ФПМП привело к необходимости комплексного экспериментального исследования материалов с ФПМП. В тоже время практически не было изучено влияние ФПМП на фотоэлектрические свойства ГС типа ФП-ТХ слой.
В ряде случаев, как отмечалось ранее, при исследовании фотоэлектрических явлений в полупроводниках становилось целесообразным применение метода эквивалентных схем [228]. Этот метод позволил упростить понимание сложных физических процессов, смоделировать их, выделить основное. При анализе экспериментальных данных, ставящем своей целью выяснение основных изменений, происходящих в фоторезисторе, на который воздействует внешнее излучение и электрическое поле, было замечено резкое изменение сопротивления и емкости, что дало повод для представления фотопроводника с контактами в виде многозвенных RC цепочек.
Эквивалентная схема продольного фоторезистора, у которого направление действия электрического поля коллинеарно световому потоку, в общем случае представляется последовательным включением трех параллельных RC цепочек потому, что различается рекомбинация в объеме и приконтактных областях фоторезистора. Можно пренебречь влиянием одного из контактов, включенного в пропускном направлении, и тогда схема примет вид двухзвенной RC цепочки, которой будем пользоваться для выяснения существенных особенностей поведения спектральных характеристик 1кз,V , R3 и Сэ а также C-V и R-V характеристик.
Механизм электрохимического восстановления диоксида марганца в апротонных электролитах
При исследовании фотоэлектрических свойств пленок на основе CdSex Теі_х была обнаружена деградация свойств этих пленок, которая проявлялась в потери кратности отношения темнового к световому сопротивления при использовании данных пленок в течение года. В то же время однослойные высокоомными пленки CdyPbi.yS имели кратностью изменения сопротивления 10 при освещенности 200 лк с максимумом СХФ, приходящимся на область 560 - 640 нм и не теряли этих свойств в указанный период.
Обнаруженная деградация свойств с течением времени у соединений на основе CdSe-CdTe привела к необходимости исследования защитных свойств тонких пленок на основе CdSe : La, CdS - PbS.
Проводимые ранее исследования показали, что фотопроводящие слои на основе CdSe: La [283], а также CdS-PbS [286] обладали хорошей стойкостью к деградации в течение по меньшей мере года, хотя по отдельности пленки CdSe: La не так высокочувствительны, а пленки CdS-PbS очень высокоомны, по сравнению с пленками CdSexTei.x . Двухслойные структуры, у которых в качестве верхнего защитного слоя использовался селенид кадмия, легированный лантаном и кадмием, а в качестве нижнего, ближе расположенного к подложке, применялся слой CdSexTei_x , получались методом последовательного термического испарения в открытом объеме, У двухслойных структур с верхним слоем на основе Cdy Pb i_y S , который испарялся в открытом объеме, нижний слой на основе CdSexTei_x получался термическим вакуумным испарением в квазизамкнутом объеме.
Особенности технологии отразились на характеристиках полученных структур. Тонкие двухслойные пленки на основе CdSe: La , CdSexTei_x , нанесенные на стеклянные подложки, обладали СХФ, у которых максимум фоточувствительности при Ф0 находился в интервале 760-770 нм, а при ТО -интервале 650-680 нм. Абсолютные значения фототоков в максимумах фоточувствительности при смене направления освещения различались в 1,6 раза, причем при ТО фототок был больше, за исключением области слабопоглощаемого света, где значения фототока практически совпадали (рис. 5.9). В этих структурах низкоомный фильтрующий слой располагался ближе к поверхности, что подтверждалось наличием высокой поверхностной проводимости. Именно поэтому максимум СХФ при ТО достигался в области 650-680 нм, а максимум СХФ при ФО - в области более слабого поглощения твердых растворов CdSexTei_x. Край поглощения у таких пленок размыт сильнее, чем у однослойных, что свидетельствовало о большей неоднородности, Полуспад величины коэффициента поглощения приходился на спектральную область расположенную между двумя максимумами СХФ при ФО и ТО. Характер В АХ тонких двухслойных пленок имел следующие особенности: при ФО и ТО ВАХ сверхлинейны с коэффициентом 1,4 -2,1 (рис.5.10). Причиной сверхлинейности может быть влияние двух ОПЗ: поверхностной и объемной (как это предполагалось в модели продольно-поперечного фоторезистора на основе твердых растворов CdSexTei_xy) .
Своеобразие ЛАХ образцов второй группы серии П 64 заключалось в том, что при ФО и ТО существовали области сверхлинейности с коэффициентом 1,4-1,8 при освещенности в пределах 0,01-50 лк. Большие значения коэффициента были у наиболее чувствительных образцов, что совпадало с результатами работы [279].
При дальнейшем увеличении освещенности ЛАХ становилась сублинейной (рис. 5.11/ При объяснении этих особенностей следует учитывать два конкурирующих механизма. Один, связанный с сублинейностью, обусловлен влиянием ОПЗ. Другой, определяющий сверхлинейность, связан с подключением новых центров рекомбинации класса 2 [281] и увеличением времени жизни носителей, так как с ростом освещенности квазиуровни Ферми расходятся и включаются центры с большим сечением захвата дырок, чем электронов. При освещении с фронта имелась фильтрация освещения, поэтому структура освещалась
Вольтамперные характеристики образца П 64 при фронтальном (1) и тыловом (2) освещении. г f менее интенсивным светом, чем при ТО. Вследствие чего подключение дополнительных центров класса 2 осуществлялось в меньшей степени, а ограничивающее влияние ОПЗ наступало при большей освещенности по сравнению с ТО. Предел чувствительности к низким освещенностям составлял 10" лк, такой же, как у однослойных структур на основе CdSexTei_x, полученных в квазизамкнутом объеме.
Образцы, полученные аналогично серии П 64, но нанесенные на слюдяные подложки (серия П 68), оказались менее чувствительными. Характер ЛАХ был сублинейным. Эту сублинейность можно объяснить так же, как и на других образцах, влиянием ОПЗ. В АХ таких образцов имели сверхлинейный характер. Вероятно, что сверхлинейность В АХ связана с токами, ограниченными пространственным зарядом (ТОПЗ). У образцов серии П68 максимумы чувствительности при ФО и ТО совпадали и приходились на область 680-710 нм.
Для выяснения роли барьеров и определения времени фотоответа проводились исследования спектральных характеристик при различных частотах модуляции света в условиях, когда к образцу прикладывалось разное напряжение и освещение производилось как со стороны контактов, так и со стороны подложки. Положение максимумов фоточувствительности не изменялось при увеличении частоты модуляции. Частотная характеристика, измеренная при фиксированной длине волны света в диапазоне частот от 20Гц до 20кГц, оказалась убывающей. Характер её не изменялся в зависимости от величины приложенного напряжения. Из этих характеристик в приближении линейной рекомбинации получено значение времен рекомбинации. Для двухслойных образцов оно оказалось порядка 10" с, таким же, как и для верхнего слоя, а для основного (нижнего) слоя на основе CdSexTei_x это время на порядок меньше. Освещенности, при которых производилось исследование частотных характеристик, были низкими (порядка единиц лк).
Особенности технологии получения пленочных гетероструктур In203-CdSe-V02 (V)
Если устремить размеры неоднородности W к нулю, то останется только первый член выражения (6.13), квадратичный по магнитному полю, что соответствует элементарной теории МС. Выбрав В = Вкр, соответствующее условию Св = I при отсутствии освещении, можно получить максимальное значение коэффициента Св из экспериментальной зависимости Ар/р от освещенности.
Ограничение снизу на магнитное поле (Во) следует из условия примерного равенства радиуса кривизны (R ) и размера неоднородности (W ). В этом случае носители могут огибать неоднородность и поэтому рассмотренная модель имеет физический смысл при В BQ. Для исследуемых неоднородных структур BQ = mV/qR 0,0nji.
Оценим возможные темновые значения Св , используя данные работы [365]. Для неоднородных пленок CdSe, полученных в квазизамкнутом объеме (І2-100 см /Вс.
Обозначим отношение размеров ячейки через М =W// и подсчитаем возможные значения Св для следующих величин М и В соответственно: 1,10,100 и 0,01,0,1,1., которые занесём в Анализируя полученные данные из табл. 6.4. можно сделать вывод: с увеличением магнитного поля коэффициент Св падает , а с ростом величины неоднородности растет. Действительно, с увеличением магнитного поля увеличивается tg 0 и этот фактор начинает превалировать над влиянием неоднородностей. Выберем из табл.6.4. наиболее часто встречающееся значение Св =1,4, а из измерений МС значение LIMC=150 см /Вс, тогда из формулы 6.15 получим значение LI 2 =107 см / Be , что в пределах ошибки эксперимента совпадает с предполагаемым значением LI 2- Такой самосогласованный метод позволяет при разумных предположениях оценить Св и fi2 . Привлекая дополнительный метод для определения размеров неоднородное тей и барьеров можно увеличить точность оценки Св И Ll2
Таким образом, значения Св позволяют объяснить высокое значение подвижности. Величина LI мс = Св LI2 , которая измеряется на опыте из эффекта МС, отличалась от значений подвижности, которые приведены в литературе [270,271], на коэффициент Св , учитыающий внутреннее шунтирование. Такое закорачивание эде Холла в объеме элементарной ячейки приводило к тому, что объемные эффекты в рассмотренном случае преобладали над внешними, т.е. над зависимостью МС от размеров электродов и межэлектродного расстояния.
Теперь учтем распределение электронов по скоростям. Очевидно, что ни физика явлений, ни траектория движения носителей не изменятся в «1» и «2» области при учете распределения носителей по скоростям. В «3» области группа наиболее быстрых носителей будет отклоняться магнитным полем и поворачивать к верхней грани под действием силы Лоренца, а группа медленных носителей будет двигаться к нижней грани под действием поля Холла. Траектории движения показаны на рис.6.6 штрихпунктирными линиями.
Ток быстрых носителей вдоль оси У компенсируется током медленных носителей. Можно предположить, что результирующий угол, на который поворачивают быстрые и медленные носители, будет тот же угол Холла (0). В этом случае изменения в формуле (6.13) будут небольшими: вместо «в» появится / ,авместо LI 292
Если в выражении (6.16) устремлять / к нулю, a W увеличивать, т.е. сблизить и увеличить в размерах неоднородности, то МС будет возрастать. Это аналогично сближению и увеличению внешних электродов, что также приводит к шунтированию эдс Холла и увеличению МС.
При определении МС в неоднородных структурах необходимо учитывать полное или частичное замыкание эдс Холла, причем роль короткозамыкателей в фотопроводниках выполняли фоточувствительные области, сопротивление которых уменьшалось при увеличении освещенности. В предложенной выше модели это эквивалентно удлинению штырей.
Кроме этого механизма, свет оказывал влияние на величину барьера. При этом увеличивается за счет переходной области величина «/», что приводит к гомогенизации всей структуры. По всей вероятности, существововал пороговый уровень освещенности L0 начиная с которого один процесс преобладал над другим. Эти процессы носили конкурирующий характер, так как во-первых, при увеличении освещенности изменялась высота барьера, что приводило к гомогенизации структуры и уменьшению МС; во- вторых - увеличение освещенности вызывало удлинение штырей, что соответствовало подключению новых неоднородных участков и увеличению МС. Такие качественные рассуждения можно подтвердить простым аналитическим расчетом, беря за основу вышерассмотренные формулы и исходные предположения [363]. Предполагая, что изменение величины «/» пропорционально изменению
С учетом данных на рис.6.3 (при В = 1 Тл) формула (6.21) дает значение Св мах = 2. Таким образом, в предложенной в диссертации модели учитываются низкоомные включения, способные закорачивать эдс Холла, тем самым увеличивать МС, и изменение барьера между высокоомной и низкоомной областями под действием освещения.
Наибольший вклад в МС вносит подвижность основных носителей в высокоомной фазе, С учетом характерных размеров ячейки и неоднородностей получено условие для магнитного поля, при котором неоднородности влияют на МС наиболее сильно. Характеризуя воздействие освещенности на МС, можно выцелить два конкурирующих механизма: с одной стороны - при возрастании освещенности увеличивались размеры короткозамыкателей эдс Холла, с другой стороны - уменьшалась высота барьеров, что приводило к гомогенизации образца и уменьшению МС [354].
Предложенная выше модель, не претендуя на общность, на основе простых расчетов объяснила исходные положения, в основе которых лежали экспериментальные наблюдаемые факты: высокое значение МС, зависимость МС от освещенности и преобладание её над зависимостью МС от формы электродов. Основные положения и выводы из предлагаемой модели использовались для объяснения спектральных зависимостей МС, для определения коэффициента вцутрен него шунтирования, учет которого необходим для подсчета дрейфовой подвижности носителей тока в гетерогенных фотопроводниках на основе CdSe [363].
Термодинамическая модель магнитосопротивления неоднородного полупроводника. Рассмотренная ранее в диссертации модель неоднородного магниторезистора является по своему характеру феменологической моделью так же, как большинство моделей, описывающих фотоэлектрические явления в полупроводниках. Она основывается на кинетических свойствах движения носителей заряда в неоднородных полупроводниковых структурах, но не учитывает энергетических свойств этих структур.
Близкая по своей физической сущности модель магнитосопротивления (МС) в неоднородных полупроводниках предложена Херрисом [345]. Суть её заключается в том , что полупроводниковая структура представлена в виде системы чередующихся пип областей, причем вектор плотности тока в отсутствии магнитного поля перпендикулярен барьерам. В этой работе не учитывалась энергетическая зависимость времени релаксации импульса и было получено следующее выражение для относительного МС (см. формулу 6.22):