InAs фотодіоди (огляд)

Проаналізовано сучасний стан з розробок інфрачервоних InAs фотодіодів та отримано значення їх основних технічних параметрів і характеристик. Розраховано концентраційну залежність часу життя нерівноважних носіїв заряду в матеріалі InAs n- та р-типу провідності, а також проведено порівняння з експерим...

Full description

Saved in:

Bibliographic Details
Published in:	Оптоэлектроника и полупроводниковая техника
Date:	2015
Main Authors:	Сукач, А.В., Тетьоркін, В.В., Матіюк, І.М.
Format:	Article
Language:	Ukrainian
Published:	Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України 2015
Online Access:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/116749
Tags:	Add Tag No Tags, Be the first to tag this record!
Journal Title:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Cite this:	InAs фотодіоди (огляд) / А.В. Сукач, В.В. Тетьоркін, І.М. Матіюк, А.І. Ткачук // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2015. — Вип. 50. — С. 17-44. — Бібліогр.: 89 назв. — укр.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1860209898642472960
author	Сукач, А.В. Тетьоркін, В.В. Матіюк, І.М.
author_facet	Сукач, А.В. Тетьоркін, В.В. Матіюк, І.М.
citation_txt	InAs фотодіоди (огляд) / А.В. Сукач, В.В. Тетьоркін, І.М. Матіюк, А.І. Ткачук // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2015. — Вип. 50. — С. 17-44. — Бібліогр.: 89 назв. — укр.
collection	DSpace DC
container_title	Оптоэлектроника и полупроводниковая техника
description	Проаналізовано сучасний стан з розробок інфрачервоних InAs фотодіодів та отримано значення їх основних технічних параметрів і характеристик. Розраховано концентраційну залежність часу життя нерівноважних носіїв заряду в матеріалі InAs n- та р-типу провідності, а також проведено порівняння з експериментальними даними. Проаналізовано механізми транспорту носіїв заряду в InAs фотодіодах та з’ясовано природу надлишкових струмів. Показано можливість коректного прогнозування спектральної фоточутливості в охолоджуваних InAs фотодіодах та розглянуто перспективи їх застосування. The current level of development of infrared InAs photodiodes has been analyzed and the values of their main technical parameters and characteristics have been obtained. The concentration dependence of the nonequilibrium charge carrier lifetime in InAs of n- and p-type conductivity has been calculated and comparison with experimental data has been performed. The charge carrier transport mechanisms in InAs photodiodes have been analyzed and nature of excessive dark current has been clarified. The possibility to forecast correctly the spectral photosensitivity in cooled InAs photodiodes has been shown and the outlook of their application has been considered.
first_indexed	2025-12-07T18:14:12Z
format	Article
fulltext	© А.В. Сукач, В.В. Тетьоркін, І.М. Матіюк, А.І. Ткачук, 2015 ISSN 0233-7577. Оптоэлектроника и полупроводниковая техника, 2015, вып. 50 17 УДК 621.315.592 А.В. Сукач, В.В. Тетьоркін, І.М. Матіюк, А.І. Ткачук InAs ФОТОДІОДИ (ОГЛЯД) Проаналізовано сучасний стан з розробок інфрачервоних InAs фотодіодів та отримано значення їх основних технічних параметрів і характеристик. Розраховано концентраційну залежність часу життя нерівноважних носіїв заряду в матеріалі InAs n- та р-типу провідності, а також проведено порівняння з експериментальними даними. Проаналізовано механізми транспорту носіїв заряду в InAs фотодіодах та з’ясовано природу надлишкових струмів. Показано можливість коректного прогнозування спектральної фоточутливості в охолоджуваних InAs фотодіодах та розглянуто перспективи їх застосування. Ключові слова: InAs фотодіоди, час життя, надлишковий тунельний струм, неоднорідний p-n-перехід. 1. ВСТУП Арсенід індію та тверді розчини на його основі є базовим матеріалом для виготовлення приймачів і інжекційних джерел інфрачервоного випромінювання (ІЧ) для спектрального діапазону 3–5 мкм [1-7]. Незважаючи на те, що у даному спектральному діапазоні використовуються фотоприймачі на основі сполук A2B6 та A4B6 [1], перевагою матеріалів на основі InAs є більш висока стабільність, технологічність та можливість виготовляти як інжекційні джерела, так і приймачі ІЧ-випромінювання. InAs фотодіоди задовільної якості виготовляються рядом комерційних виробників [5, 6], проте проблема покращення основних технічних параметрів і характеристик, а також стабільності (для джерел випромінювання) залишається актуальною. Наприклад, у комерційних охо- лоджуваних InAs фотодіодах отримана монохроматична (λ = 3.0 мкм) ампер-ватна чутливість 1.3–1.5 А/Вт [5, 6], тоді як теоретично можливе значення ~2.4 А/Вт [3]. Такий висновок можна зробити і стосовно параметра R0A (добуток диференціального опору фотодіода при нульовій напрузі зміщення на активну площу A). У комерційних фотодіодах R0A ≈ 8·103 Ом⋅см2 при Т = 77 К [5, 6], а в роботах [7, 8] повідомляється про отримання значень ≥1·105 Ом·см2. Хоча природа таких розбіжностей авторами не досліджувалась, викладені факти свідчать про наявність надлишкових темнових струмів у охолоджуваних комерційних фотодіодах. Слід зазначити також відсутність на комерційному ринку лавинних InAs фотодіодів, на перспективу розробки яких вказувалось у роботах [9-11], що додатково може свідчити про проблемність їх виготовлення. Можливість виготовлення елементної бази оптронів з одного і того ж матеріалу, при високій стабільності і технологічності у порівнянні з вузькозонними сполуками A2B6, забезпечує напівпровідникам A3B5 певну перевагу. Оскільки в спектральному діапазоні 3–5 мкм знаходяться найбільш інтенсивні смуги поглинання таких шкідливих і вибухонебезпечних газів, як, наприклад, метан (3,3 мкм), оксид сірки (3,95 мкм), оксид вуглецю (4,27 мкм), а також чадний газ (4,67 мкм), вузькозонні напівпровідники A3B5 використовуються для розробки і створення елементної бази оптоелектронних сенсорів газів [12-17]. Ефективність роботи оптоелектронних приладів значною мірою визначається часом життя нерівноважних носіїв заряду. У світлодіодах час життя неосновних носіїв заряду біля межі p-n переходів (на довжині дифузії неосновних носіїв заряду) визначає, в основному, їх квантову ефективність, а у фотодіодах – ампер-ватну фоточутливість і питому виявлювальну здатність [1]. Можливість коректного розрахунку часу життя неосновних носіїв заряду в оптоелектронних приладах на основі InAs відкриває шлях до прогнозування порогових параметрів і характеристик InAs фотодіодів. Крім того, потребує з’ясування проблема виникнення тунельних струмів в охолоджуваних InAs фотодіодах з широкою областю просторового заряду (ОПЗ), непрозорою для зона-зонного тунелювання при відносно 18 невеликих напругах зворотного зміщення eU ≤ Eg. Мета роботи полягає також в узагальненні літературних даних щодо сучасного стану технології виготовлення InAs фотодіодів та аналізу досягнутого рівня їх технічних параметрів та характеристик у порівнянні з комерційними аналогами. 2. ПРОЦЕСИ ГЕНЕРАЦІЇ ТА РЕКОМБІНАЦІЇ НЕРІВНОВАЖНИХ НОСІЇВ ЗАРЯДУ 2.1. Рекомбінація в n-InAs. Незважаючи на значну кількість опублікованих робіт [18-29], механізми рекомбінації в InAs, а також приладах на його основі не можна вважати остаточно встановленими як з експериментальної, так і теоретичної точок зору. Як відомо, центральним у теорії рекомбінації є питання про механізм відведення енергії збудження. При міжзонній випромінювальній рекомбінації енергія рекомбінуючих електрон- діркових пар виділяється у вигляді фотонів, що мають енергію близьку до Eg. При міжзонній оже-рекомбінації енергія передається третій частинці – електрону або дірці. У роботах [18, 19] розглянуто десять можливих оже-переходів у напівпровіднику між станами зони провідності і валентної зони, які складаються із зони важких і легких дірок. Стосовно InAs найбільш важливими є три оже-процеси. У напівпровіднику n-типу домінує процес CHCC (Аuger 1), в якому беруть участь два електрони і важка дірка. Енергія рекомбінуючої пари при цьому передається електрону. У матеріалі р-типу провідності переважають два процеси. У процесі, позначеному як СНLН (Аuger 7), енергія рекомбінації електрон – важка дірка передається іншій важкій дірці, яка переходить в зону легких дірок. Нарешті, якщо перехід важкої дірки здійснюється в спін-відщеплену зону, процес має позначення CHSH (Auger S) [18-20]. Закони збереження енергії та імпульсу в оже-рекомбінації накладають обмеження на ймовірність переходів і зумовлюють існування порогової енергії для рекомбінації електрон- діркової пари. Вивчення міжзонної випромінювальної та оже-рекомбінації є важливим, оскільки вказані механізми є принципово неусувними і визначають верхню межу часу життя нерівноважних носіїв заряду. В n-InAs міжзонну оже-рекомбінацію аналізували в моделі Бітті–Ландсберга [19]. Для розрахунків використовували двозонну модель зонного спектра з параболічним законом дисперсії для електронів і дірок. При цьому значення інтегралів перекриття періодичних частин блохівських хвильових функцій підбирають дослідним шляхом, що може до деякої міри спотворити якісну картину механізмів рекомбінації. Подальший розвиток теорія оже-рекомбінації отримала в роботах Гельмонта зі співробітниками [23, 24, 26, 27]. Для розрахунків використовували тризонну і чотиризонну моделі Кейна. В останній враховується вплив спін-відщепленої зони, а також точно розраховані інтеграли перекриття. У зв’язку з цим відзначимо, що вивчення механізмів рекомбінації в InAs відкриває найбільш сприятливі можливості для перевірки висновків теорії за рядом обставин. По-перше, зонний спектр InAs добре описується в рамках моделі Кейна і його параметри досить надійно встановлені (табл. 1). По-друге, в p-InAs рекомбінація типу CHSH може відігравати істотну роль, оскільки енергія відщепленої зони Δ близька до Eg. Крім InAs, така ситуація реалізується, мабуть, тільки в GaSb [26]. Для цього типу рекомбінації потрібна найменша порогова енергія (народжені в процесі оже- рекомбінації дірки можуть перейти у відщеплену зону практично без зміни квазіімпульса), тому ймовірність переходів сильно зростає. Це приводить до значного зменшення часу життя нерівноважних носіїв заряду в матеріалі р-типу у порівнянні з n-типом. Встановлено [29], наприклад, що інтегральна інтенсивність випромінювання в n-InAs на півтора порядку вище, ніж у матеріалі p-типу з близькою концентрацією рівноважних носіїв (≥1017 см–3 при 77 К). Зміна співвідношення між Eg і Δ у твердих розчинах p-InGaAs також приводить до збіль- шення інтенсивності випромінювання. Ці факти служать доказом існування рекомбінації типу СНSH у p-InAs. 19 Таблиця 1. Зонні параметри InAs. Параметр Значення Ширина забороненої зони при T = 300 К, еВ 0,356 Ширина забороненої зони при T = 77 К, еВ 0,418 Енергія спін-орбітального відщеплення при T = 300 К, еВ 0,40 Енергія спін-орбітального відщеплення при T = 77 К, еВ 0,43 Власна концентрація носіїв заряду при T = 300 К, см–3 7,9·1014 Власна концентрація носіїв заряду при T = 77 К, см–3 2,1·103 Ефективна маса електронів 0,023m0 Ефективна маса легких дірок 0,025m0 Ефективна маса важких дірок 0,41m0 Ефективна маса дірок у спін-орбітально відщепленій зоні 0,14m0 Маса вільного електрона, кг 9,1·10–31 Електронна спорідненість, еВ 4,9 Низькочастотна діелектрична проникність 14,55 Високочастотна діелектрична проникність 11,8 Випромінювальний і оже-механізми рекомбінації, зазвичай, відносять до фундаментальних [19], на відміну від рекомбінації Шоклі–Ріда–Холла (ШРХ), яка значною мірою пов’язана з технологією виготовлення вихідних матеріалів та фотодіодів (ФД). У принципі, рекомбінація ШРХ може бути значно ослаблена удосконаленням самої технології. Тому можна вважати, що міжзонна випромінювальна і оже-рекомбінація визначають граничні значення часу життя нерівноважних носіїв заряду, а також граничні порогові параметри ФД. Розрахунок часу життя нерівноважних носіїв заряду в n-InAs виконано в роботах [3, 31]. Результати розрахунків та експериментальні дані показано на рис. 1 і 2. При Т = 77 К експериментальні дані добре описуються механізмом випромінювальної рекомбінації, а внесок оже-рекомбінації порівняно малий. Можна припустити, що в зразках n-типу провідності при кімнатній температурі суттєвим є також внесок рекомбінації ШРХ. Це припущення узгоджується з даними вимірювань квантової ефективності InAs світлодіодів, а саме: квантова ефективність зменшується зі збільшенням температури від 77 до 300 К [14, 20]. Експериментально глибокі рівні в забороненій зоні InAs з концентрацією 1014–1015 см–3 спостерігалися в роботах [35, 38, 40]. Крім того, як показано в [3], у дифузійних ФД вольт- амперні характеристики (ВАХ) в інтервалі температур 77–300 К вдається пояснити тільки з урахуванням тунельних і активаційних переходів носіїв між зонними та дефектними станами в забороненій зоні. Відмітимо, що значення квадрата інтегралів перекриття хвильових функцій \|F1F2\|2 в InAs змінюється в межах від 0.014 [19] до 0.079 [34]. Хоча причини такого значного розкиду в літературі не аналізувались, однак можна стверджувати, що вказаний розкид не зумовлений експериментальними помилками вимірювань часу життя нерівноважних носіїв заряду. Подібний розкид спостерігався також і для інших вузькозонних напівпровідників [1]. Виходячи з припущення про внесок рекомбінації ШРХ при кімнатній температурі, можна вважати, що розкид підганяльних значень \|F1F2\|2 може зумовлюватись неврахуванням цього механізму рекомбінації. 20 1015 1016 1017 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 3 2 1 τ, с n0, cм -3 1015 1016 1017 10-8 10-7 10-6 10-5 4 3 2 1 τ, с n0, cм -3 Рис. 1. Концентраційна залежність часу життя в n-InAs при 77 К [3, 30, 31]. Точки – експеримент, розрахункові криві отримано для випроміню- вальної рекомбінації (1), оже-рекомбінації CHCC за Гельмонтом (2), оже-рекомбінації CHCC за Бітті–Ландсбергом для \|F1F2\|2 = 0.079 (3). Рис. 2. Концентраційна залежність часу життя в n-InAs при 300 К [3, 30, 31]. Розрахункові криві отримано для випромінювальної рекомбінації (1), ефективного часу життя для випромінювальної та оже-рекомбінації CHCC за Гельмонтом (2), ефективного часу життя для випромі- нювальної, оже-рекомбінації CHCC за Бітті–Ландсбергом для значень \|F1F2\|2 0.014 і 0.079 (3 та 4 відповідно). 2.2. Рекомбінація у p-InAs. Процеси міжзонної оже-рекомбінації (CHLH та CHSH) у p-InAs вивчались у [18, 19, 25]. Внаслідок необхідності виконання законів збереження енергії та імпульсу, що беруть участь в оже-процесі, частинки повинні мати початкову порогову енергію, починаючи з якої він може реалізуватися [19, 25, 29]. Для процесу CHLH порогова енергія становить ~Eg, а для процесу CHSH її величина може бути меншою за Eg. Такешіма [25] теоретично передбачив, що CHSH процес може бути визна- чальним, якщо ширина забороненої зони прямозонного напівпровідника Eg порівнянна з енергією спін-орбітально відщепленої зони Δ. У цьому випадку процес CHSH може відбу- ватися з високою ймовірністю при мінімальній пороговій енергії взаємодіючих частинок. Умову Eg ≈ Δ найбільшою мірою задовольняють InAs і GaSb, меншою мірою InP та GaAs, а для InSb Eg << Δ [25]. Для p-InAs розраховано концентраційні залежності часу життя нерівно- важних носіїв заряду в інтервалі концентрацій рівноважних дірок p0 = 1⋅1015–1⋅1018 см–3 при Т = 300 К. Показано, що час життя для процесу CHLH більш ніж на порядок величини перевищує час життя, який визначається процесом CHSH. Температурні залежності часу життя нерівноважних носіїв заряду для цих процесів в інтервалі температур 200–300 К якісно різняться: у p-InAs час життя для процесу CHSH майже не залежить від температури, а для процесу CHLH – експоненціально зменшується з ростом температури [25]. Подальше вивчення процесів рекомбінації нерівноважних носіїв заряду у p-InAs проведено в [23, 24, 26, 35-37]. Експериментальне підтвердження визначального впливу спін- відщепленої зони на процес ударної іонізації і лавинного розмноження в InAs p-n переходах отримано в [9, 29, 36]. Задовільний збіг експериментальних і теоретичних розрахунків підтвердив правильність вихідних припущень. З досліджень фотолюмінесценції в InAs p- і n- типу провідності [36] встановлено, що інтенсивність випромінювальної рекомбінації у n-InAs при 77 К майже на півтора порядку вища, ніж у p-InAs, при приблизно однаковій 21 концентрації рівноважних носіїв заряду. Також спостерігається більш сильна температурна залежність інтенсивності випромінювальної рекомбінації у порівнянні з p-InAs. Зміна складу твердих розчинів p-InxGa1–xAs із x = 1,0 до x = 0,91 призводить до порушення умови резонансу зон (Eg > Δ). Наслідком цього є пригнічення процесу CHSH і майже 20-кратне збільшення інтенсивності випромінювальної рекомбінації у порівнянні з p-InAs. Із сукупності експериментальних даних та теоретичних розрахунків зроблено висновок про визначальний вплив процесу CHSH на час життя нерівноважних носіїв заряду в p-InAs. Після удосконалення методики розрахунку інтегралів перекриття оже-рекомбінацію у вузькозонних матеріалах A3B5 p-типу провідності було розглянуто Гельмонтом повторно [23, 24, 26]. У роботах [36, 37] отримано співвідношення, що дозволяють розрахувати швидкість рекомбінації процесу СHLH для напівпровідників, які описуються тризонною моделлю Кейна, наприклад InSb. Для матеріалів, які описуються чотиризонною моделлю (InAs, GaSb та твердих розчинів на їх основі), отримано вирази для розрахунку швидкості рекомбінації нерівноважних носіїв заряду при різних співвідношеннях Eg і Δ [26]. Експериментально температурні залежності часу життя в зразках InAs n- та р-типу провідності вивчено в [34]. Для пояснення експериментальних даних використовували два механізми рекомбінації – випромінювальну та оже-рекомбінацію за участю спін-орбітально відщепленої зони. Таким чином, можна констатувати, що на даний час розроблено теоретичні моделі для розрахунків часу життя нерівноважних носіїв заряду в InAs з урахуванням особливостей його зонного спектра. У той же час в літературі відсутнє порівняння розрахункових та експериментальних даних, отриманих різними авторами. Виходячи з цього, у даній роботі розраховано концентраційні залежності часу життя в p-InAs та проведено їх зіставлення з опублікованими в літературі та отриманими авторами огляду експериментальними даними. Як показано в [19], для механізму рекомбінації CHLH в разі незначного відхилення від рівноваги час життя можна розрахувати за такими формулами: 00 7 7 1 2 np i A A + τ =τ , (1) де i A7τ – час життя у власному матеріалі, 7 0 7 2 A i A g p =τ , (2) де gA7 – темп генерації нерівноважних носіїв заряду для процесу CHLH. Аналогічні вирази для часу життя можна записати також для механізму CHSH. Згідно з теорією Гельмонта [24] в рамках тризонної моделі Кейна для невиродженої статистики носіїв темп генерації описується виразом: ( ) ( )α ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ +−⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ επ = ∗ ∗∗ g kT E m m E kTpemmmg g hh hl g hh A 1exp18 27 023 4 00 7 h , (3) де kT E m m g hh hl ∗ ∗ =α (4) та ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) .12 2 12231 8 0 2 1 2 23 ⎥⎦ ⎤ ⎢⎣ ⎡ α+α+αα+αα−α−α+−απα α =α IIg (5) В останньому рівнянні інтеграли )(0 αI та )(1 αI мають вигляд: ( )∫ α α−−απ=α 0 21 0 exp2)( tdteI , (6) 22 ( ) . 1 1ln 1 exp)( 0 2 2 2 1 ∫ ∞ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + + α−=α z z z zzdzI (7) Темп генерації для процесу CHSH в значній мірі залежить від різниці енергій спін- орбітально відщепленої і забороненої зон. Точне знання цих параметрів у цьому процесі є необхідним для коректного розрахунку часу життя нерівноважних носіїв заряду. У разі InAs найбільш часто використовуються такі вирази для ширини забороненої зони та енергії спін- орбітально відщепленої зони [34]: ( ) TTEg 4108,244,0 −⋅−= , (8) T4101434.0 −⋅−=Δ (T = 77 – 300 K). (9) Оскільки Δ > Eg, в інтервалі температур 77–300 K темп генерації можна розрахувати за формулою [26]: ( ) ( ) ( ) ( ) ( )Δ+Δ ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ −Δ −−Δ π= ∗∗ ∗ gehh g gS iAS EkTmme kT E Eme png 22332 2534 0 24 exp 5 27 h , (10) де mS ∗ – ефективна маса в спін-орбітально відщепленій зоні. У легованому матеріалі внесок конкретного механізму рекомбінації в ефективний час життя носіїв визначається типом провідності і концентрацією носіїв заряду. При спільній дії декількох рекомбінаційних механізмів ефективний час життя розраховується за формулою: ∑ τ = τ i i 11 , (11) де τі – час життя, яке визначається для конкретного механізму рекомбінації. Параметри InAs, використані для розрахунків часу життя, наведено в табл. 1. Результати розрахунку концентраційних залежностей часу життя нерівноважних носіїв заряду у р-InAs при температурі 77 К, а також експериментальні дані показано на рис. 3. Відмітимо, що крива 3 характеризує концентраційну залежність часу життя, зумовленого міжзонною випромінювальною рекомбінацією, методика розрахунку якого для InAs описана в [3, 30, 37]. Крива 4 зображує концентраційну залежність ефективного часу життя нерівноважних носіїв заряду, що визначається результуючою взаємодією процесів випромінювальної та оже-рекомбінацій, при цьому розрахунок проведено за формулою (11). На основі порівняння експериментальних і розрахункових даних можна зробити наступні висновки. Спостерігається задовільне узгодження експериментальних і розрахункових даних концентраційних залежностей ефективного часу життя в р-InAs при 77 К. Процес випро- мінювальної рекомбінації є лімітуючим для часу життя нерівноважних носіїв заряду при концентраціях рівноважних дірок р0 = 3⋅1016 см–3. Із збільшенням концентрації дірок р0 > 3⋅1016 см–3 спостерігається переважаючий вплив процесу СНSH у порівнянні з CHLH. На рис. 4 подано концентраційні залежності часу життя нерівноважних носіїв заряду в р-InAs при температурі 300 К. Аналіз експериментальних і розрахункових даних приводить до таких висновків. Спостерігається суттєва розбіжність експериментальних і розрахункових даних, причому величина розбіжності збільшується зі зменшенням концентрації рівно- важних дірок. Звертає на себе увагу той факт, що розрахункові результати (крива 5) краще узгоджуються з експериментальними, отриманими у пізніших дослідженнях (темні три- кутник та квадрат), в яких, мабуть, використовувався матеріал кращої якості. Цей факт може свідчити про помітний вплив рекомбінації ШРХ на час життя нерівноважних носіїв заряду. Це припущення узгоджується з результатами робіт [35, 38-40, 42], в яких експериментально виявлено глибокі рівні з енергією 0,15–0,22 еВ і концентрацією 1015–1016 см–3. Крім того, 23 1015 1016 1017 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 4 3 2 1 τ, c P0, см -3 1015 1016 1017 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 5 4 3 2 1 τ, c Р0, см -3 Рис. 3. Експериментальні дані (точки) і розрахункові залежності (суцільні лінії) часу життя від концентрації дірок при 77 К [3, 17]. Розрахункові значення часу життя отримано для oже-рекомбінації CHLH (1), CHSH (2), випромінювальної (3). Крива 4 – ефектив- ний час життя, яке враховує випромінювальний, а також механізми oже-рекомбінацій CHLC i CHSH. Рис. 4. Експериментальні дані (точки) і розрахункові залежності (суцільні лінії) часу життя від концентрації дірок при 300 К [3, 17]. Розрахункові значення часу життя отримано для випромінювальної (1), CHLH (2) і CHSH (3) механізмів рекомбінації. ВАХ дифузійних InAs p-n-переходів в інтервалі температур 77–300 К пояснено тільки з урахуванням тунельно-активаційних переходів носіїв заряду між зонними та дефектними станами в забороненій зоні [41]. Розрахунок показує, що при концентраціях p0 < 5⋅1015 см–3 час життя нерівноважних носіїв заряду в p-InAs повинен обмежуватися процесом міжзонної випромінювальної рекомбінації (крива 1), а при p0 > 1⋅1016 см–3 – виключно процесом CHLH (крива 4). Згідно з розрахунками час життя, зумовлений процесом CHSH (крива 2), майже в 2,5 рази перевищує час життя, зумовлений процесом CHLH (крива 4), що не збігається з даними роботи [34]. 3. МЕТОДИ ВИГОТОВЛЕННЯ ФОТОЧУТЛИВОГО ЕЛЕМЕНТА InAs ФОТОДІОДІВ Як правило, фоточутливим елементом (ФЧЕ) фотодіода є p-n-перехід, гетероперехід, діод Шотткі або структура типу метал-діелектрик-напівпровідник (МДН). Найбільш поширеними типом ФЧЕ фотодіода є p-n-перехід, який може виготовлятися методами дифузії, епітаксії або іонної імплантації [1]. 3.1. Дифузійний метод. При дифузійному способі виготовлення p-n переходу використовують монокристалічні підкладки, виготовлені з об’ємного n-InAs з n = (1–3)⋅1016 см–3 (77 K), в які вводять акцепторні домішки Cd, Zn, Mg або Be шляхом дифузії або іонної імплантації. В роботах [43-47] вказаний спосіб здійснювався дифузією Cd. Процес дифузії проводили у вакуумованих кварцових ампулах при температурі підкладок 700 °C, а дифузанта – 690 °C. Тривалість процесу змінювалась від 4 до 10 год, при цьому глибина p-n-переходів знаходилась у межах 40–60 мкм. Для зменшення ревипаровування арсену з поверхні InAs підкладок під час дифузії в ампулу завантажували також і елементарний арсен. Дослідженнями структурної досконалості методом рентгенівської дифракційної мікроскопії, а також методом фігур травлення було показано, що на глибині 24 ~10 мкм від поверхні формується сильнодефектний шар. Причиною його виникнення є виділення кадмію у другу фазу внаслідок перевищення концентрації легуючої домішки над її розчинністю в InAs при температурі дифузії. Такий дефектний шар не є фоточутливим і його необхідно видаляти, наприклад хімічним травленням. Іншим недоліком, що ускладнює процес виготовлення ФЧЕ, є потреба оптимізації глибини залягання p-n-переходів для забезпечення достатньої фоточутливості. В дифузійному шарі були виявлені також дислокації, декоровані домішковими атмосферами. Характер розподілу дислокацій в дифузійному шарі суттєво відрізняється від розподілу дислокацій, наприклад, в кристалі Si при дифузії B або P. Цей факт пояснюється тим, що дифузія Cd в InAs не супроводжується значною деформацією кристалічної гратки і завдяки неперервній її перебудові під час дифузії Cd в InAs в дифузійному шарі не утворюється дислокаційна зона. Розподіл Cd в InAs в дифузійному шарі при глибині p-n-переходу ≥10 мкм описується erfc-функцією, а глибина p-n-переходу від часу дифузії залежить як ~ t , де t – час дифузії. При цьому коефіцієнт дифузії Cd в InAs в інтервалі температур 600–900 °C задовільно описується виразом [48]: ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ Δ −= kT EDD exp0 , (12) де передекспоненціальний множник D0 = 4,35⋅10–4 см2/с, а енергія активації ΔE = 1.17 еВ. При більш низьких температурах дифузії Cd (~500 °C) були виготовлені фоточутливі при кімнатній температурі InAs p-n-переходи з глибиною залягання 5–7 мкм [49]. Їх монохроматична (λ = 3,4 мкм) ампер-ватна чутливість становила 0,32 А/Вт, а питома виявлю- вальна здатність Dλ * = 1⋅109 см⋅Гц1/2Вт–1. Рентгенодифракційним контролем встановлено відсутність дефектного шару у приповерхневій області таким способом виготовлених InAs p-n-переходів, на відміну від зразків, виготовлених за технологічним режимом робіт [45-47]. Подальше вдосконалення дифузійного способу виготовлення фоточутливих InAs p-n- переходів викладено в [3] і пов’язано зі зміною технологічних режимів проведення дифузії кадмію, а саме: з температурою дифузії 570–650 °C, часом дифузії 15–60 хв, а також з джерелом дифузанта – сполукою CdAs2. 3.2. Метод іонної імплантації. У роботах [1, 7, 50, 52, 54] викладено резуль- тати з виготовлення ФЧЕ планарного типу методом іонної імплантації. Спостерігається два основних технологічних маршрути їх виготовлення. За першим із них [1, 7] ФЧЕ формується імплантацією акцепторних домішок іонів берилію, магнію, кадмію або цинку в підкладки n-InAs з концентрацією електронів (2–3)⋅1016 см–3 при 77 K. За другим [50, 52, 54] – ФЧЕ виготовляється імплантацією донорних домішок, наприклад сірки, в підкладки p-InAs з концентрацією акцепторів (1–5)⋅1016 см–3. Використовувались підкладки з кристало- графічною орієнтацією робочої поверхні (100) [7] та (111) [50, 52, 54]. В [7] розглянуто особливості виготовлення ФЧЕ імплантації іонів берилію в підкладки n-InAs з n = 2⋅1016 см–3. Імплантація здійснювалась крізь вікна розміром 150×150 мкм, сформованих у фоторезис- тивній масці, у незахищену поверхню n-InAs. Після імплантації здійснювався термовідпал зразків, що спричиняло формування сильнолегованого p+-шару з глибиною 0.6–0.8 мкм та з середньою концентрацією дірок (2–3)⋅1018 см–3 при 77 К. Наступний за термовідпалом процес зводився до захисту робочої поверхні ФЧЕ анодним окисленням, а також нанесенням плівки нітриду кремнію. Вольт-амперна характеристика апроксимувалась виразом [7]: ( )[ ]1exp0 −β= kTqUII , (13) де I0 = 7⋅10–8 А/см2, β = 1,4 – коефіцієнт неідеальності, k – стала Больцмана, T – температура. При T = 77 К параметр R0A ≥ 1⋅106 Ом⋅см2, що майже на два порядки більше, ніж у комерційних InAs фотодіодах [5, 6], а питома виявлювальна здатність досягала значень Dλ * = 8⋅1011 см·Гц1/2·Вт–1 для λmax = 2.7 мкм і апертурному куті ~30°. Монохроматична (λmax) ампер- 25 ватна чутливість становила Si = 1,7–1,8 А/Вт, що краще, ніж у сучасних комерційних InAs фотодіодах [5, 6]. Напруга пробою UB виготовлених переходів становила 10–13 В при 77 K, що свідчило про їх високу якість. Імплантацією іонів сірки у підкладки p-InAs кристалографічної орієнтації (111)A та з p = 5⋅1016 см–3 (77 K) виготовлені ФЧЕ n+-p-типу [54]. Поверхня підкладок проходила стандартні етапи механічної (шліфування, полірування) та електрохімічної обробки. Енергія іонів сірки була 350 кеВ, а імплантація здійснювалась у двох варіантах: у незахищену поверхню та захищену плівкою SiO2 товщиною 20 нм. При дозі опромінення 1⋅1014 см–2 ефективна концентрація електронів та їх рухливість після термообробки в імплантованих крізь захисну плівку в n+-шарах становила 1,3⋅1018 см–3 та 2,3⋅104 см2/В⋅с відповідно. Значення концентрації та рухливості в незахищених n+-шарах відповідно дорівнювали 5⋅1018 см–3 та 5⋅103 см2/В⋅с. Така різниця електрофізичних параметрів пояснюється формуванням у захисній плівці SiO2 значної частини радіаційних дефектів, а тому її використання при виготовленні ФЧЕ методом іонної імплантації є доцільним. Зауважимо також, що пряма ВАХ при T = 77 K апроксимується виразом (13), причому β = 2,5, що вказує на наявність надлишкових струмів тунельної природи, а I0 = 1⋅10–10 А. Послідовний опір RS, який визначався з прямої ВАХ, становив 10 Ом при температурі 77 К, а параметр R0A = 5⋅103 Ом⋅см2. Більш детально процес іонної імплантації сірки в підкладки p-InAs з р = 2⋅1016 см–3 (77 K) розглянуто в [50, 52]. Зазначимо, що однією з важливих технологічних операцій при формуванні ФЧЕ методом іонної імплантації є термовідпал зразків. Його необхідність полягає в активації імплантованої домішки, усуненні впливу радіаційних дефектів на конверсію типу провідності та розгонці імплантованої домішки, що спричиняє переміщення межі p-n-переходу в глибину підкладки, тобто в більш структурно досконалу область. Показано [52], що імплантація в p-InAs іонів інертного газу, наприклад аргону, також зумовлює конверсію приповерхневого шару p-типу в n+-тип з концентрацією електронів ~1⋅1018 см–3 (77 К) і пояснюється електричною активністю радіаційних дефектів донорної природи. Енергія іонів сірки та аргону становила 250 кеВ, а опромінення здійснювалось за кімнатної температури крізь захисну плівку SiO2 товщиною 80 нм. Оптимальною для опромінення іонами сірки була доза ~1⋅1014 см–2, а температура термовідпалу ~450 °C в атмосфері азоту впродовж 30 хв. Проте навіть при оптимальних параметрах опромінення та термовідпалу коефіцієнт активації імплантованої сірки не перевищував 30%. Збільшення дози опромінення до 1016 см–2 приводило до зменшення коефіцієнта активації до ~4% [52]. Дослідження ВАХ InAs n+-p-переходів в інтервалі температур 77–200 К показало, що при T ≤ 111 К має місце генераційно-рекомбінаційний струм, а при T > 120 K переважає його дифузійна компонента. Так, наприклад, коефіцієнт неідеальності був 1.7 (T ≤ 105 К) і зменшувався до 1.3 при T ≥ 150 К. Отримано рекордні значення параметра R0A = 6⋅108 Ом⋅см2 при T = 77 К, що майже на два порядки більше, ніж в InAs p+-n-переходах [7]. Такі значення параметра R0A отримано під впливом охоронного електрода з напругою зміщення U = 15 В, який зменшив струм поверхневого витоку. Напруга пробою UB в InAs n+-p-переходах становила ~2,5 В при 77 К [52], що значно менше, ніж у роботі [7]. 3.3. Метод молекулярно-променевої епітаксії. Виготовлення ФЧЕ InAs ФД методом молекулярно-променевої епітаксії викладено в роботах [11, 53]. У [11] досліджено вплив альтернативних підкладок GaAs та Si на електричні і фотоелектричні властивості ФЧЕ та проведено їх порівняння з аналогічними властивостями автоепітаксіального InAs p-n- переходу. На підкладках InAs, GaAs та на структурі Si з шаром GaAs вирощувались буферні шари p+-InAs при температурі 500 °C зі швидкістю 1 мкм/год товщиною 2 мкм, леговані берилієм з концентрацією 2⋅1018 см–3. На буферному шарі формувався активний шар p-InAs, легований берилієм з концентрацією 5⋅1016 см–3 і товщиною 2 мкм. Зверху активного p-шару 26 нарощувався n-шар InAs, легований кремнієм з n = 3⋅1016 см–3 товщиною 0,25 мкм, і наостанок, поверх n-шару вирощувався сильнолегований n+-шар InAs з концентрацією домішки кремнію 6⋅1017 см–3 та товщиною 0,25 мкм. Далі виготовлялись мезаструктури ФЧЕ з глибиною мези 2,5 мкм та площею 1,25⋅10–4 см2. Дослідженням структури межі поділу «підкладка – епітаксіальний шар» методом трансмісійної електронної мікроскопії встановлено зону генерації дислокацій ~1 мкм на межі GaAs-InAs. Ця зона була переважно локалізована в InAs шарі, а окремі дислокації досягали активної області p-n-переходу. Густина дислокацій була більшою в епітаксіальних шарах InAs, вирощених на структурах «підкладка Si – епітаксіальний шар GaAs», ніж у автоепітаксіальних шарах InAs. Дослідженням ВАХ при температурах 77, 160 і 280 К встановлено залежність рівня темнових струмів від густини дислокацій в шарах InAs. Менший темновий струм спостерігався у ФЧЕ, виготовлених на автоепітаксіальних структурах, а найбільший – у структурах, виготовлених на Si підкладці з перехідним шаром GaAs. Параметр R0A при 77 К для ФЧЕ, виготовлених на InAs, GaAs та Si-GaAs підкладках, становив 7,1⋅103, 2,2⋅103 та 1,5⋅103 Ом⋅см2, а значення темнового струму при зворотному зміщенні 1 В дорівнювало 1⋅10–7, 1⋅10–5 та 5,5⋅10–5 А відповідно. Монохроматична (λmax = 2.95 мкм) ампер-ватна чутливість становила Si = 0,95 А/Вт при 77 К для різних типів ФЧЕ. Значення Dλ * ФД на основі гомоепітаксіальних InAs p-n-переходів, а також для сформованих на підкладках GaAs та структурах Si-GaAs дорівнювало 1.2⋅1012, 7,0⋅1011 та 5,8⋅1011 см⋅Гц1/2⋅Вт–1 відповідно. Іншу конструкцію ФЧЕ запропоновано в роботі [53]. Відмінність полягає у використанні автоепітаксіального p+-n- переходу, де між верхнім p+-p-шаром та активним n-шаром з n = 5⋅1016 см–3 формувався нелегований шар n-InAs товщиною 0.7 мкм. Епітаксіальні шари вирощувались на підкладці n+-InAs з концентрацією електронів >1⋅1018 см–3. Концентрація дірок у верхньому p+-шарі становила ~1⋅1019 см–3, а його товщина була 0,1 мкм. Наявність p+-шару, легованого берилієм, спрощувала технологічні операції виготовлення омічного контакту до активної області ФЧЕ. За допомогою фотолітографії виготовлено мезаструктурні ФЧЕ з діаметром активної площі 200 мкм, тобто з A = 3,14⋅10–4 см–2. Для мінімізації струмів поверхневого витоку додатково сформовано охоронний електрод по периметру мезаструктури, до якого прикладалась напруга зміщення ~40 В. Параметр R0A при T = 77 К становив R0A = 1,5⋅106 Ом⋅см2, а при T = 300 К – 8,1 Ом⋅см2, причому значення напруги пробою UB = 13 В (77 К). Питома виявлювальна здатність при 77 та 300 К дорівнювала 8,1⋅1011 та 1,2⋅1010 см⋅Гц1/2⋅Вт–1 відповідно і вимірювалась за допомогою установки моделі абсолютно чорного тіла з температурою 500 К. 3.4. Метод рідинно-фазної епітаксії. Зазначимо, що на даний час інтенсивно проводяться науково-технічні розробки ФЧЕ InAs ФД, їх виготовлення методом рідинно- фазної епітаксії (РФЕ) та дослідження [14, 16, 55-60]. Це пов’язано з прогресом у вирощуванні структурно досконалих шарів InAs та ізоперіодичних з підкладкою InAs твердих розчинів на його основі з порівняно низькою концентрацією фонових домішок ≤1⋅1016 см–3 [62-66]. Як правило, ФЧЕ, виготовлений методом РФЕ, є гетеропереходом, активна область якого локалізована в n-InAs, а верхня (освітлювана) частина є епітаксіальний шар типу InAsSb або InAsSbP. Тверді розчини більш широкозонні, ніж n-InAs, а тому в активну область таких ФЧЕ безперешкодно проникає значна частина падаючого випромінювання і реалізується ефект широкозонного вікна, характерний для гетеропереходів [67, 68]. Типова структура ФЧЕ, виготовленого методом РФЕ, являє собою p+-n, причому p+-шар є ізоперіодичним з підкладкою n-InAs. Так, наприклад, в роботах [55-60] розглянуто виготовлення ФЧЕ методом РФЕ на основі гетеропереходу p+-InAsSbP/n-InAs. Концентрація електронів у підкладці n-InAs становила (2–3)⋅1016 см–3 (77 К), а вирощування p+-шару InAsSbP з Eg = 0,4 еВ здійснювалось на стороні (111)B. Розбіжність параметрів кристалічних ґраток контактуючих матеріалів гетеропереходу не перевищувало 1%, що сприяло достатньо 27 малій густині дислокацій ND ≤ 5⋅104 см–2 на гетеромежі. Епітаксіальний шар товщиною 1–2 мкм твердого розчину легувався цинком в процесі його вирощування до рівня (0.5–1.0)⋅1018 см–3. У [55] досліджено електрофізичні і фотоелектричні властивості ФЧЕ на основі гетеропереходу p+-InAs1–x–ySbxPy /n-InAs, виготовленого методом РФЕ. Параметр ґратки розчину InAs1–x–ySbxPy на гетеромежі добре узгоджувався з параметром ґратки InAs, а склад твердого розчину описувався формулою InAs0,94Sb0,05P0,11. Густина дислокацій на гетеромежі не перевищувала 1⋅104 см–2, а концентрація електронів у підкладці n-InAs становила 2⋅1016 см–3 (77 К). На стороні (111)B вирощувався епітаксіальний шар твердого розчину p-типу, легованого цинком. Дослідженням ВФХ встановлено, що гетеропереходи були плавними з лінійним розподілом домішки цинку на гетеромежі. Ґрадієнт концентрації змінювався в межах a = (0.5–1.0)⋅1019 см–4, а ширина ОПЗ знаходилась в межах 0.6–1.4 мкм при T = 85 К. Пряма ВАХ при 85 К описується формулою (13), де β = 2,0, I0 = 1⋅10–10 А/см2. Параметр R0A становив 8⋅104 Ом⋅см2 при 85 К. Вимірюваннями R0 в інтервалі температур 85–295 К показано, що при T < 167 К значення R0 має тенденцію до насичення, що пояснюється впливом тунельних струмів. При T > 167 К спостерігається активаційна залежність R0 (103/T), характерна для генераційно-рекомбінаційних струмів в ОПЗ гетеро- переходу. Природа тунельної компоненти струму пояснюється з точки зору наявності флуктуації розподілу акцепторів та донорів в компенсованій області просторового заряду, що зумовлює флуктуацію товщини ОПЗ і спричиняє появу тунельної компоненти струму [71, 72]. Досліджено особливості поведінки спектральної фоточутливості гетеропереходів від товщини епітаксіального p-шару твердого розчину InAsSbP. Показано, що для гетеро- переходу з товщиною p-шару ~6 мкм спектральний діапазон фоточутливості становив 1,6– 3,6 мкм з λmax = 3,3 мкм при T = 85 К. Виготовлення ФЧЕ на основі епітаксіальних шарів InAs0,88Sb0,12 з Eg = 0,3 еВ (77 К), вирощених методом РФЕ на підкладках n-InAs орієнтації (111)B, та дослідження їх електричних і фотоелектричних властивостей викладено в роботі [56]. Встановлено, що при T = 77 К пряма та зворотна ВАХ мають складову тунельної природи. Параметр R0A (77 К) становив 5⋅103 Ом⋅см2, а питома виявлювальна здатність для λmax = 3,8 мкм дорівнювала 3⋅1011 см⋅Гц1/2⋅Вт–1. При T = 196 К максимум спектра фоточут- ливості знаходиться в спектральному діапазоні λ = 4,25–4,35 мкм, що важливо для реєстрації двооксиду вуглецю. Робоча температура ФЧЕ при T = 196 К може досягатися за допомогою термоелектричного охолодження, а його питома виявлювальна здатність при цій температурі становить ~5⋅109 см⋅Гц1/2⋅Вт–1, що достатньо для використання в оптоелектронних газових сенсорах. Електричні та фотоелектричні властивості неохолоджуваних ФЧЕ на основі гетероструктури p+-InAsSbP/n-InAs, вирощених методом РФЕ, розглянуто в [57, 58]. Вста- новлено перспективність їх використання в оптоелектронній сенсориці газів, наприклад метану, завдяки високим значенням при T = 295 К параметрів R0A ≥ 1,5 Ом⋅см2, Dλ * = 2,5⋅109 см Гц1/2 Вт–1 для λmax = 3,3–3,4 мкм та монохроматичної ампер-ватної чутливості 0,8 А/Вт [57]. Удосконалення конструкції ФЧЕ, а також використання імерcійної лінзи значно покращує технічні параметри ФД, виготовленого на основі гетероструктури p+-InAsSbP/n-n+-InAs. При Т = 295 К отримано значення Dλ * = 7,3⋅1010 см·Гц1/2 Вт–1 для λmax = 3,35 мкм і монохроматичної ампер-ватної чутливості 1,0 А/Вт [58, 59]. Електричні та фотоелектричні параметри і характеристики охолоджуваних (T = 77 К) фотодіодів на основі гетеропереходів p+-InAsSbP/n-n+-InAs, виготовлених методом РФЕ, досліджувались в роботі [60]. Встановлено, що в інтервалі температур 77–373 К механізм струмопроходження змінюється від генераційно-рекомбінаційного для Т < 143 К до дифу- зійного для Т > 200 К, а коефіцієнт неідеальності β змінюється від 2,4 (77 К) до 1,1 (300 К). Параметр R0A при температурі 77 К становить 3,5⋅106 Ом·см2, Dλ * = 2,3⋅1013 см·Гц1/2 Вт–1 для λmax = 2,8 мкм, а монохроматична ампер-ватна чутливість 1,1 А/Вт. Зауважимо, що значення Dλ * майже на порядок величини більше, ніж його значення для обмеженого фоновим 28 0 2 4 6 8 10-3 10-2 10-1 100 2 1 N/ N o, в. од . х, мкм Рис. 5. Експериментальний (1) і розра- хунковий (2) профілі розподілу Cd. випромінюванням 300 К [3, 6]. Таку розбіжність можна пояснити тим фактом, що у роботі [60] значення Dλ * не вимірювали на установці абсолютно чорного тіла, а розраховували за формулою Dλ * = Si (R0A / 4kT)1/2, яка дійсна лише за умови теплового шуму фотодіода. Водночас, як показують автори цієї роботи, темновий струм гетеропереходу при Т = 77 К є генераційно-рекомбінаційним, а значить, і характер шуму також може бути не тепловим, а генераційно-рекомбінаційним або 1/f-шумом, і використання вищенаведеної формули для оцінки Dλ * потребує додаткового обґрунтування. 4. ТРАНСПОРТНІ ВЛАСТИВОСТІ ФОТОДІОДІВ Дослідження транспорту носіїв заряду крізь активну область фотодіода дає можливість підвищити технологічну якість їх виготовлення. У фотодіодах високої якості транспорт носіїв заряду близький до дифузійного (ідеального), а ВАХ описується формулою (13) з коефіцієнтом неідеальності β ≈ 1,0. У таких фотодіодах характер шуму, як правило, є тепловим, тобто шумом Джонса–Нейквіста, який може забезпечувати найвищу питому виявлювальну здатність фотодіода, обмежену фоновим випромінюванням (BLIP-режимом) [1]. Фотодіоди, ВАХ яких описується формулою (13) з генераційно-рекомбінаційним транспортом носіїв заряду та з β ≈ 2, мають вищий рівень шуму, ніж у фотодіодах з дифузійним транспортом, що зменшує їх питому виявлювальну здатність. Наявність значної компоненти тунельних шумів у ВАХ фотодіода вказує на недосконалість конструкції і технології виготовлення. Для ВАХ таких фотодіодів значення β > 2, а його шумова характеристика має значну шумову складову 1/f-шуму, що суттєво погіршує виявлювальну здатність. Важливим технічним параметром фотодіода є параметр R0A, який при нульовій напрузі зміщення може визначатися за відомою формулою [1] R0А = (βkT / I0) A, де I0 – струм насичення фотодіода. Значення I0 визначається транспортом носіїв заряду і найменше значення буде мати фотодіод з дифузійним механізмом переносу заряду. Розглянемо транспорт носіїв заряду у InAs фотодіодних ФЧЕ, які виготовлено дифузією кадмію у підкладки n-InAs [3, 41, 51]. Температура процесу дифузії була ~600 °C, який відбувався у вакуумованих кварцових ампулах впродовж 60 хв. Для запобігання ревипаровування арсену з поверхні пластин в ампулу додатково завантажувалась така його кількість, яка забезпечувала насиченість пари арсену у вільному об’ємі ампули. Глибина переходів становила ~12 мкм, а площа мезаструктур A = 4⋅10–2 см–2. Дифузійний профіль розподілу кадмію у припо- верхневій області InAs, виміряний методом вторинної іонної мас-спектроскопії (ВІМС), показано на рис. 5. Там же наведено розрахунок дифузійного профілю, виконаний за формулою N(x, t) = N0 erfc (x/2 √Dt). Поверхнева концентрація атомів кадмію N0 ≈ 8⋅1018 см–3 була оцінена з вимірювання диференціального ефекту Холла. Коефіцієнт дифузії D = 7,85⋅10–11 см2/с роз- раховано за формулою (12). Порівняння експери- ментального та розрахованого профілів вказує на їх істотну відмінність. На експериментальній кривій можна виділити три ділянки в інтервалі значень 0 < x ≤ 0,8, 1,8 ≤ x ≤ 3,2 і 4 ≤ х ≤ 6 мкм, які можна задовільно описати залежністю N(x) = No exp(–x / L), де L – характеристична довжина. На зазначених ділянках вона становить 0,26, 1,9 і 7,3 мкм. Подібні профілі спостерігалися при дифузійному легуванні GaAs цинком [61] і пояснювались присутністю профілю 29 вакансій у приповерхневої області, причому їх концентрація перевищувала концентрацію дифундуючої домішки. У досліджених зразках профіль нерівноважних вакансій може формуватися внаслідок хіміко-динамічного полірування поверхні. Не можна також виключати вирогідність утворення вакансій на початковій стадії процесу дифузії внаслідок ревипаровування компонентів напівпровідника і, насамперед, арсену. Відмітимо також, що розрахований профіль Cd в InAs ґрунтується на значеннях об’ємного коефіцієнта дифузії. Результати вимірювань високочастотних (f = 1 МГц) вольт-фарадних характеристик (ВФХ) показано на рис. 6. Видно, що при зворотних зміщеннях експериментальні дані лінеаризуються в координатах C–2–U, що свідчить про формування різкого p-n-переходу. З нахилу лінійних ділянок залежностей C–2–U оцінено значення концентрації носіїв заряду n = p ≈ (1,5–3,0)⋅1015 см–3 при 77 К, що свідчить про формування компенсованої області. Мінімальна довжина цієї області, локалізованої симетрично межі p-n-переходу, становить ~2–3 мкм. При прямих зміщеннях qU ≥ Eg, ємність прямує до насичення, що підтверджує формування компенсованої області. У цьому випадку еквівалентну ємність переходу можна представити у вигляді з’єднаних послідовно бар’єрної ємності та ємності компенсованій області, а залежність C(U) буде мати характер, подібний до характеру МДП-структури, що і спостерігається на рис. 6 (крива 2). За відсутності компенсованої області при прямому зміщенні повинно спостерігатися різке збільшення ємності за рахунок дифузійної складової. ВАХ p-n-переходів досліджували в інтервалі температур 77−290 К. Відмітимо деякі особливості прямих ВАХ (рис. 7). Тенденція до насичення спостерігається при напругах прямого зміщення qU > Eg, що вказує на вплив послідовного опору RS. Причому значення RS змінюється від 0,8 (77 К) до 1,3 (290 К) і пов’язане з наявністю компенсованої області, локалізованої на межі переходу [41, 51]. В інтервалі температур 77−160 К на прямих ВАХ спостерігаються дві експоненціальні ділянки, а крива ВАХ має два типи залежності, які можна задовільно апроксимувати формулою: ( ) ( ) ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ β − +⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ − = kT IRVlI E IRVlII SS expexp 02 0 01 , (14) де I01, I02 − передекспоненціальні множники першої і другої ділянок прямої ВАХ, E0 − характеристична енергія. При 77 К E0 = 39 меВ, що відповідає значенню β = 5,9, якщо -3 -2 -1 0 1 0 2 4 6 8 10 2 1 U, B C -2 x1 0-1 8 , Ф -2 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 C x1 09 , Ф 0 100 200 300 400 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 100 7 6 5 4 3 2 1 I,A U, мВ Рис. 6. Вольт-фарадні характеристики в координатах C–2–U (1) і C–U (2) при 77 К. Рис. 7. Прямі ВАХ при температурах, К: 77 (1), 135 (2), 158 (3), 197 (4), 218 (5), 255 (6), 290 (7). 30 E0 = βkT. Із збільшенням температури від 77 до 158 К значення E0 збільшується, і це пов’язується із впливом другої ділянки ВАХ на нахил першої [41]. Можлива природа першої експоненціальної ділянки ВАХ пояснюється наявністю в ОПЗ InAs p-n-переходів дислокацій, оточених атмосферами Коттрелла, крізь які і протікають тунельні струми [3, 41]. З цього випливає, що зменшення тунельної компоненти струму, а також вдосконалення технології формування p-n-переходу можуть суттєво зменшити рівень темнового струму p-n-переходу. Зауважимо, що у вихідних підкладках n-InAs густина ростових дислокацій становила ~(2−4)⋅104 см–2. На другій ділянці прямої ВАХ, яка спостерігається при більших напругах зміщення, ніж перша, β змінюється від 1,6 (77 К) до 1,1 (290 К), що вказує на зміну транспорту носіїв заряду від генераційно-рекомбінаційного до дифузійного (β = 1). Транспорт носіїв заряду в InAs p-n-переходах при зворотному зміщенні розглянуто в роботах [41, 69]. Типовий вигляд зворотних ВАХ наведено на рис. 8. Експериментальні результати в досліджуваному діапазоні напруг зміщення та інтервалі температур задовільно апроксимуються степеневою залежністю I ~ Um з різким зменшенням m у певному діапазоні напруг. Особливістю зворотних ВАХ є наявність ділянки насичення при T ≥ 160 К. При більш низьких температурах T ≤ 160 К ділянка насичення на ВАХ відсутня і має вигляд, характерний для м’якого пробою. При значних напругах зворотного зміщення спостерігається слабка температурна залежність ВАХ, а напруга пробою UB = 10 В (77 К) зменшувалась із збільшенням температури, що вказує на тунельний механізм пробою [1]. Температурні залежності струму насичення I0 наведено на рис. 9 (крива 1). Видно, що в інтервалі температур 196−290 К спостерігається активаційна залежність I0 (103/T), причому енергія активації становить ~0,38 еВ, що досить близьке до значення Eg = 0,44 еВ при температурі абсолютного нуля. Зазначимо, що для цього інтервалу температур коефіцієнт неідеальності прямих ВАХ β = 1,1−1,2, що свідчить про переважаючу компоненту дифузійного струму в струмі фотодіода. Відсутність активаційної залежності I0 (103/T) при більш низьких температурах, а також збільшення β > 2 на першій ділянці прямих ВАХ вказують на тунельний транспорт носіїв заряду. Температурну залежність параметра R0A показано на рис. 9 (крива 2). Видно, що в інтервалі температур 196−290 K він змінюється активаційно з енергією активації ~0,38 еВ, при менших температурах (T < 140 К) залежність R0A (103/T) стає більш плавною, з тенденцією до насичення, що пояснюється впливом тунельного струму. В досліджуваних фотодіодах значення R0A змінюється від 0,3 Ом⋅см2 (290 К) до 2⋅105 Ом⋅см2 (77 К). Зазначимо, що в комерційних InAs фотодіодах фірми Hamamatsu значення R0A на порядок менше при 77 К [5]. У загальному випадку струм діода можна представити у вигляді декількох складових: I = ID + IGR + IBTB + ITAT, (15) де ID – дифузійний, IGR – генераційно-рекомбінаційний, IBTB – міжзонний тунельний струм, ITAT – тунельний струм за участі глибоких центрів. При зворотному зміщенні дифузійний струм для симетричного переходу наведено виразом [1]: ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ τ + τ = n n n n iD D n D p qnI 112 , (16) де ni – власна концентрація носіїв, Dp, Dn, τp, τn – об’ємні коефіцієнти дифузії і часи життя дірок і електронів. Генераційна складова струму дорівнює: 1010 2 np WnqI pn i GR τ+τ = , (17) де W – ширина області об’ємного заряду, n1 та p1 – концентрації вільних електронів і дірок у випадку, коли рівень Фермі збігається з рівнем дефектів, τn0 = (cn⋅Nt)–1, τp0 = (cp⋅Nt)–1, cn та cp – коефіцієнти захоплення для електронів та дірок, Nt – концентрація дефектів. 31 100 101 102 103 104 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 7 6 5 4 3 2 1 I, A U,мВ 2 4 6 8 10 12 14 10-9 10-7 10-5 10-3 103/T, K-1 I o, A 10-1 101 103 105 2 1 R oA , О м х с м2 Рис. 8. Зворотні ВАХ при температурах, К: 77 (1), 135 (2), 158 (3), 197 (4), 218 (5), 255 (6), 290 (7). Рис. 9. Температурні залежності струму насичення I0 (1) та добутку R0A (2). Електричне поле у p-n-переході створюється мілкими домішками, повністю іонізованими в інтервалі розглянутих температур. Внесок глибоких домішок у формування об’ємного заряду вважається незначним. У роботах [70, 71] було вперше звернуто увагу на роль статистичних флуктуацій домішки у виникненні надлишкового тунельного струму в переході. Флуктуації викликають зміну ширини області об’ємного заряду і, отже, довжини міжзонного тунелювання носія. При цьому тунельний струм можуть визначати області переходу, в яких довжина тунелювання є найменшою. У цих роботах вони були названі проколами. Незважаючи на те, що ймовірність виникнення проколів і, отже, їх концентрація може бути незначною, експоненціально великий виграш у тунельної прозорості бар’єра призводить до значного внеску проколів у загальний струм переходу. Теорія міжзонного тунелювання за участю проколів [70, 71] була розроблена для великих зворотних напруг зміщення qU > Eg. В силу зазначеної обставини вона не використовується для аналізу експериментальних результатів. Тунелювання з участю глибоких центрів у застосуванні до діодів на основі InAs не розглядалося. У той же час відповідна модель тунелювання була успішно використана для аналізу механізмів перенесення заряду в діодах на основі твердих розчинів Hg1–xCdxTe (x = 0,2–0,3) [72, 73]. При цьому передбачалося, що домішки і власні дефекти, що формують ОПЗ у зазначених діодах, розподілені рівномірно і їх флуктуації можна не враховувати. У цьому випадку напруженість електричного поля симетричного переходу можна розрахувати за формулою [1]: )(0 pn qnpWF s +εε = , (18) де εs = 14,5 – низькочастотна діелектрична постійна InAs. Тунелювання за участю глибокого центра зручно розглядати як послідовний перехід носія з валентної зони на центр зі швидкістю ωv Nv, після чого здійснюється перехід з центра в зону провідності зі швидкістю 32 ωc Nc. Природно, що при тунельному переході енергія носія зберігається. Відповідні швидкості переходів описуються виразами [72, 73]: ( ) ( ) ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − − − π =ω Fq EEm EEh FMqmN tgh tg h vv h3 24 exp 2/3 3 22 , (19) ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − π =ω Fq Em Eh FMqmN tc t c cc h3 24 exp 2/3 3 22 , (20) причому енергія центра Et відраховується від дна зони провідності. Виключно тунельні переходи визначають перенесення заряду в разі низьких температур. При високих температурах необхідно враховувати також термічні переходи, швидкість яких в статистиці Шоклі–Ріда відповідає переходам з валентної зони на центр і з центра в зону провідності відповідно [73]. При термічному переході носія з валентної зони в зону провідності його енергія змінюється на величину Eg. У загальному випадку генераційно-тунельний струм зворотно зміщеного переходу дорівнює [72, 73]: 1 11 11 − ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ +ω + +ω = ncNpcN AqWNI nccpvv tTAT , (21) де Nt – концентрація глибоких центрів, що беруть участь у тунелюванні. Оскільки у валентній зоні в InAs є легкі і важкі дірки, у виразі (19) mh – ефективна маса легких дірок. Внеском важких дірок у тунельний струм можна знехтувати внаслідок низької ймовірності їх тунелювання. Однак саме важкі дірки визначають генераційну складову струму, тобто значення добутку cp p1. У виразах (19), (20) M – матричний елемент для тунельного переходу «зона-центр», який визначається формулою [74]: 4/1 4/1 2 0 0 2 222 t g E Em m M ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛π= h h , (22) де m0 – маса вільного електрона. Використовуючи відомі параметри зонного спектра InAs [48] та табл. 1, виконано розрахунки тунельного струму для міжзонних переходів, а також переходів за участю глибоких центрів. Як і у випадку генераційно-рекомбінаційного і дифузійного струмів, розрахунки виконано для симетричного переходу. Енергію глибоких центрів, активних у процесах генерації і тунелювання, вважали рівною Eg /2. У результаті розрахунків встановлено, що в рамках зазначеної моделі пояснити експериментальні результати, показані на рис. 8, не є можливим. Основна причина цього полягає в тому, що при концентрації носіїв ~1015 см–3 електричне поле в симетричному переході є абсолютно недостатнім для забезпечення помітного тунельного струму. Значення міжзонного тунельного струму [1] A Fq Em E FUqm I gc g c BTB ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − π = hh 3 24 exp 4 2/3 2/122 3 (23) були на кілька порядків величини меншими за експериментальні (див. нижче). Для пояснення експериментальних результатів у цій роботі використано модель, в якій передбачається наступне: 33 • тунельний струм переходу визначається областями з підвищеною концентрацією носіїв, яка значно відрізняється від середньої, знайденої, наприклад, з вимірювань бар’єрної ємності; • тунелювання в цих областях відбувається за участю глибоких центрів, рівні яких знаходяться поблизу середини забороненої зони. У даній роботі моделювалася ситуація, при якій тунельний струм визначається дис- локаціями, розташованими перпендикулярно площині p-n-переходу. Відомо, що дислокація оточена областю з підвищеною концентрацією домішок, так званою атмосферою Коттрелла. Зазначена атмосфера може сягати на відстань кількох мікрометрів від ядра дислокації. У цій роботі передбачалося, що дислокація, включаючи домішкову атмосферу, має ефективну площу 1 мкм2. Густина дислокацій у вихідних монокристалах становила ~104 см2. Концентрацію домішки в домішковій атмо- сфері дислокації визначали шляхом підгонки експериментальних і розрахункових ВАХ, використовуючи описану вище модель тунелювання крізь стани в забороненій зоні. Результати розрахунків показано на рис. 10. У розрахунках враховували можливість обміну носіями центра з дозволеними зонами як за рахунок тунельних, так і термічних переходів. У результаті виконаних розрахунків встановлено, що концентрація вільних носіїв у дислокаційній атмосфері більш ніж на порядок величини перевищує концентрацію в компенсованій області. У тунельних перехо- дах беруть участь глибокі центри з концен- трацією Nt = 1014–1015 см–3. Знайдене з розрахунків значення Nt за порядком величини узгоджується з даними робіт [38-40], що доводить застосовність виразу (22) для розрахунку матричного елемента в діодних структурах на основі InAs. На підставі наведених вище фактів з дослідження транспорту носіїв заряду в InAs p-n- переходах можна вважати їх неоднорідними з погляду однорідності їх активної області. Присутність у ній локальних ділянок з підвищеною концентрацією носіїв заряду найімовірніше зумовлює проходження крізь них тунельної компоненти темнового струму більшою мірою, ніж крізь ту частину активної області, де ці ділянки відсутні. З урахуванням цього твердження отримані експериментальні результати з дослідження транспорту носіїв заряду в InAs p-n-переходах можна пояснити таким чином. Загальний темновий струм як при прямому, так і при зворотному зміщеннях складається з термоактивної і тунельної компонент. Термоактивна компонента струму протікає крізь активну частину переходу, вільну від локальних неоднорідностей, тунельна компонента – переважно крізь них. За температур 77–140 К на ВАХ спостерігається виключно тунельна компонента струму тому, що термоактивна значно менша. В цьому ж інтервалі температур на прямих ВАХ (рис. 7) при 101 102 103 104 10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 4 3 2 1 I,A U, В Рис. 10. ВАХ при зворотному зміщенні (Т = 77 К). Точки – експеримент, суцільні лінії – розрахунок за формулою (21) для кривих 1-3 і (23) для кривої 4. Параметри для розрахунку тунельного струму за участі глибоких центрів: Nt = 1014 см–3, Et = Eg / 2, n = 4·1016 см–3, cp = cn = 10–6 см3/с. Крива 1 – роз- рахунок за участю тунельного і термічного обмі- ну носіями центра з дозволеними зонами, крива 2 – розрахунок за участю тунельного обміну центра з валентною зоною, тунельного і термічного обміну із зоною провідності, крива 3 – виключно тунель- ний обмін центра з дозволеними зонами, крива 4 – розрахунок міжзонного тунельного струму за формулою (23). 34 більших напругах зміщення проявляється і друга компонента струму, оскільки і термоактивна компонента вже перевищує тунельну за значенням. За температури T ≥ 160 К термоактиваційний струм стає домінуючим, тому на зворотних ВАХ з’являється ділянка насичення ВАХ, а на прямих спостерігається лише одна складова темнового струму – термоактиваційнна. 4.1. Вплив ультразвукової обробки. Дослідження впливу ультразвуку на транспорт носіїв заряду в InAs p-n-переходах дозволяє з’ясувати участь дислокацій в активній області, оскільки саме вони, в основному, поглинають енергію ультразвукового навантаження [75]. Крім того, в літературі є відомості про покращення електрофізичних характеристик бар’єрних структур при їх ультразвуковій обробці [76-80]. Саме з цією метою проводились дослідження впливу ультразвукової обробки InAs p-n-переходів. Зразки виготовляли дифузією кадмію у підкладки n-InAs при температурі ~600 °C впродовж 60 хв. Глибина залягання p-n-переходу становила 15 мкм. Обробка зразків ультразвуком частотою 5 МГц здійснювалася з боку підкладки при попередньо стравленому омічному контакті. Як джерело ультразвукових коливань використовували ніобат-літієвий перетворювач, на який подавали напругу від високочастотного генератора. Для створення акустичного контакту використовували вакуумне масло. Процес першої обробки (УЗО-1) зразків проводили при кімнатній температурі. Інтенсивність ультразвуку становила ~0,4 Вт/см2, а час обробки – 1 година. Друга обробка (УЗО-2) здійснювалася при тій же інтенсивності і температурі протягом двох годин. Інтервал між УЗО-1 і УЗО-2 становив три доби. Повторні вимірювання характеристик проводили після дев’ятимісячного зберігання зразків. В експерименті використовували п’ять зразків з аналогічними вихідними характеристиками, при цьому їх відмінність не перевищувала 30%. Один із зразків був контрольним, і його властивості не змінювалися протягом експерименту. Чотири з решти зразків піддавалися УЗО одночасно, і зміни їх електричних властивостей демонстрували однакові тенденції. Результати вимірювань ВФХ при Т = 77 К і різних станів зразка наведено на рис. 11. Видно, що при U ≤ –0,4 В експериментальні результати для вихідного (крива 1) і підданих УЗО (криві 2, 3) лінеаризуються в координатах C–3–U, що вказує на лінійний характер розподілу основних носіїв заряду біля межі переходу. З нахилу лінійних ділянок оцінено значення градієнта концентрації легуючої домішки для різних станів зразка (див. табл. 2). Як це видно з рис. 11 і даних таблиці, УЗО приводить до істотної зміни, що пов’язано зі зміною розподілу заряджених дефектів на межі p-n-переходу. За значенням бар’єрної ємності при нульовій напрузі оцінено товщину ОПЗ переходу W0 та її зміну після УЗО. Зменшення W0 від часу обробки зразка вказує на збільшення концентрації дефектів в області p-n-переходу. Як видно з рис. 11, ємнісна напруга відсічки слабо залежить від УЗО і становить U1 ≈ 0,31 ± 0,03 В. Прямі ВАХ для різних станів зразка наведено на рис. 12. Видно, що на прямих ВАХ спостерігаються дві експоненціальні ділянки з істотно різними нахилами. У загальному випадку пряма ВАХ може бути описана формулою (14). Дослідженням механізмів переносу заряду в аналогічних InAs p-n-переходах нами було показано, що при 77 К перша складова формули (14) описує тунельний струм, а друга – генераційно-рекомбінаційний. При цьому тунельний струм переважно проходить крізь області підвищеної провідності ОПЗ p-n-переходу, зумовлених атмосферами Коттрелла, за участю дефектів з енергією рівнів близькою до Eg /2, а генераційно-рекомбінаційний – крізь однорідну частину ОПЗ p-n-переходу. Процес тунелювання носіїв заряду крізь ОПЗ p-n- переходів за участю дислокацій при прямому зміщенні розглянуто в роботах [1, 3, 31], а при зворотному зміщенні – в [72, 73]. Як видно з рис. 12 (криві 1–3), УЗО приводить до істотного зростання тунельної компоненти струму і слабкій зміні генераційно-рекомбінаційної. Результати обробки прямих ВАХ подано в табл. 2. Найбільш чутливим до УЗО є параметр I01, який при УЗО-2 збільшився більш ніж на два порядки у порівнянні з вихідним, а 35 параметр I02 – тільки у п’ять разів. Поступова зміна параметрів, наведених у таблиці, залежно від часу УЗО вказує на непороговий характер взаємодії ультразвуку з p-n-переходом. Значення коефіцієнта неідеальності ВАХ β ≈ 1,7 у початковому зразку свідчить про те, що загальний струм крізь однорідну частину переходу складається з генераційно- рекомбінаційної і дифузійної складових з переважним внеском генераційно-рекомбінаційної. -1,5 -1,0 -0,5 0,0 0,5 0 2 4 6 8 10 12 14 4 3 2 1 C - 3 x1 0 - 2 7 , Ф - 3 U, В 0 100 200 300 400 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 1 2 3 4 I, A U, мВ Рис. 11. Вольт-фарадні характеристики InAs переходів при 77 К: 1 – вихідний; 2, 3, 4 – після першої, другої УЗО та дев’ятимісячного зберігання відповідно. Рис. 12. Прямі ВАХ InAs переходів при 77 К. Криві 1–4 відповідають тим же позначенням, що і на рис. 11. Таблиця 2. Параметри InAs переходів після ультразвукової обробки при 77 К. Параметри Стан зразка W0, мкм а, см–4 I01, А I02, А E0, меВ β Rs, Ом τ0, с Вихідний 0,91 7,5·1018 8,0·10–9 5,4·10–14 30 1,7 1,30 4,0·10–8 УЗО-1 0,80 8,8·1018 1,2·10–8 2,6·10–13 38 1,8 1,25 7,2·10–9 УЗО-2 0,65 3,1·1018 2,4·10–6 2,6·10–13 74 1,8 1,17 5,8·10–9 Після 9 міс. зберігання 0,84 7,8·1018 3,6·10–8 4,6·10–13 73 2,0 1,34 4,4·10–9 Збільшення β при УЗО вказує на зменшення дифузійної складової. Після дев’ятимісячного зберігання зразка струм стає повністю генераційно-рекомбінаційним (β = 2.0). Реком- бінаційний час життя носіїв заряду в ОПЗ τ0 зменшується на порядок (див. табл. 2). Його значення оцінювали, використовуючи формулу I02 = (eniW0/τ0)A, де ni = 2,1·103 см–3 – концентрація власних носіїв заряду в InAs при 77 К. Зменшення τ0 може бути пов’язаним як зі збільшенням концентрації рекомбінаційних центрів при УЗО, так і зі зміною їх параметрів, наприклад перетину захоплення. Помітне зменшення τ0 відбувається після УЗО, що свідчить про трансформацію дефектної структури в ОПЗ p-n-переходу. Зміна параметрів ВАХ (а, W0, RS) після другої обробки вказує на трансформацію дефектної структури біля межі p-n-переходу. Однак найбільші зміни після другої обробки відбуваються з тунельною компонентою струму: параметр I01 збільшується майже на два порядки величини. Спостерігається тенденція 36 відновлення I01 до початкового значення, що може свідчити про значну перебудову атмосфер Коттрелла у порівнянні з однорідною областю переходу. Як видно з рис. 12 (крива 4), пряма ВАХ зразка після дев’ятимісячного зберігання апроксимується трьома експонентними ділянками. Для першої ділянки 30 ≤ U ≤ 80 мВ параметри I01 і E0 наведено в таблиці. На другій ділянці при 100 ≤ U ≤ 240 мВ отримали такі значення параметрів: I01 ≈ 3·10–9 A, E0 = 27 меВ. Для третьої ділянки, яка визначається генераційно-рекомбінаційними процесами в ОПЗ, відповідні параметри наведено в таблиці. Відмітимо, що концентрація і рухливість електронів у n-області переходів, виміряні при 77 К методом Ван-дер-Пау після УЗО-2, не змінилися у порівнянні з вихідними і становили n0 = (2.0 ± 0.2)·1016 см–3, μn = (3.2 ± 0.1)·104 см2/В·с відповідно. Оцінка внеску базової n-області ~760 мкм у послідовний опір не перевищує 0.02 Ом. З цього випливає, що основний вклад у RS вносить компенсована p-область. Несуттєва зміна RS (див. табл. 2) однозначно вказує на те, що УЗО визначально впливає на активну область переходів, а не на об’ємну. Відомо [81], що поля крайових дислокацій і домішкових атомів взаємодіють, утворюючи атмосфери Коттрелла. Залежно від розмірів легуючих домішок вони можуть локалізовуватись в зоні гідростатичного розтягування дислокації або стиснення, тим самим забезпечуючи просторову локалізацію нейтральних домішок. Крім того, між зарядженим ядром дислокації та іонізованою домішкою діють сили кулонівської взаємодії. У домішкових атмосферах дислокацій найбільш вірогідне утворення скупчень дефектів внаслідок їх підвищеної розчинності у полі пружних деформацій. Згідно зі струнною моделлю дислокаційного поглинання ультразвуку [82] сегменти дислокації, закріплені домішками, будуть здійснювати коливання, генеруючи при цьому некомпенсовані дефекти, а також іонізувати нейтральні атоми [83]. Оскільки електричне поле переходу може зменшувати енергію кулонівської взаємодії між ядром дислокації і зарядженими дефектами, дія ультразвуку буде більш ефективною в ОПЗ у порівнянні з квазінейтральними областями p-n- переходу, що і спостерігається експериментально. Локальні збільшення концентрації носіїв заряду в атмосферах Коттрелла приводять до зменшення товщини ОПЗ і збільшення ймовірності тунелювання. Поглинання ультразвуку скупченнями дефектів носить колективний характер [84], що зумовлює їх акустоіонізацію і виникнення в ОПЗ глибоких центрів. 5. ФОТОЕЛЕКТРИЧНІ ВЛАСТИВОСТІ Спектральний розподіл фоточутливості охолоджуваних та неохолоджуваних InAs фотодіодів відомий [1, 5, 6]. Майже відсутні роботи, за виключенням [4], у яких була спроба порівняти експериментальні та розрахункові дані. Тому у розділі порівнюються експериментальні та розрахункові дані в залежності від параметрів активної області. Результати викладено у роботах [3, 51, 85]. Спектральні характеристики ампер-ватної чутливості Si (λ) вимірювали в режимі струму короткого замикання. Для з’ясування тенденцій зміни монохроматичної ампер-ватної чутливості в максимумі спектральної залежності Si (λmax) від концентрації основних носіїв заряду N у квазінейтральній області було вибрано технологічні режими їх виготовлення, які забезпечували різкий характер їх розподілу на межі переходів. Контроль типу переходу, визначення величини N і товщини області просторового заряду при нульовому зміщенні W0 здійснювали шляхом вимірювання високочастотної ВФХ. У роботі [3] показано, що на межі різких InAs переходів формується компенсована область із симетричним легуванням і структурою p+-p0-n0-n-типу, де n0 = p0 = N. Параметри Si, N, W0, а також значення глибини залягання p-n-переходів залежно від технологічних режимів виготовлення представлено в табл. 3 [3]. Спостерігався чітко вираже- 37 ний взаємозв’язок Si (N): зменшення N приводить до зростання Si і квантової ефективності η. Її величину оцінювали з використанням співвідношення [1]: ( ) ( )[ ] npi kdR ch e ch eS −α−−β−λ=λη= exp11 , (23) де αp-n – коефіцієнт збирання нерівноважних носіїв заряду p-n-переходом, β – квантовий ви- хід внутрішнього фотоефекту, k – коефіцієнт фундаментального поглинання InAs, R ≈ 0,32 – коефіцієнт відбиття, d – товщина структури. У спектральному діапазоні 1.0 ≤ λ ≤ 3,0 мкм власного поглинання значення β можна вважати рівним одиниці. Збирання носіїв заряду, генерованих випромінюванням в активній області переходу, здійснюється з трьох областей: квазінейтральних p- та n-областей, ОПЗ, а тому αp-n = αp + αn + αОПЗ. Для з’ясування можливості прогнозування спектрів Si (λ) InAs фотодіодів виконано розрахунок за формулою (24). αp-n розраховано з урахуванням αp, αОПЗ, αn, знайдених із співвідношень, наведених в [1, 3]: ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ,exp /ch/sh )/(sh/chexp 122 ⎪ ⎪ ⎭ ⎪ ⎪ ⎬ ⎫ ⎪ ⎪ ⎩ ⎪ ⎪ ⎨ ⎧ −− + ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ +−−⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + − =α klkL LlLl D SL LlLl D SLklkL D SL Lk kL n nn n n nn n n n n n n n p (24) ( ) ( )[ ]kWklОПЗ −−−=α exp1exp , (25) ( )[ ]0exp 1 Wlk kL kL p p n +− + =α , (26) де Lp – дифузійна довжина дірок у квазінейтральній області. Коефіцієнт фундаментального поглинання для InAs в діапазоні енергій 0,42 ≤ hν ≤ 1,24 еВ апроксимуємо виразом: ( ) 12/1 1 4 cм,107.1 −−ν⋅= Ehk , (27) де E1 = 0,356 еВ – характеристична енергія. У діапазоні енергій 0,37 ≤ hν ≤ 0,417 еВ коефіцієнт поглинання апроксимується виразом: ( ) 1 2 16 cм,exp102.7 −− ν⋅= Ehk , (28) де E2 = 12 меВ. Експериментальні результати і розрахункові залежності спектрального розподілу ампер-ватної чутливості досліджених зразків показано на рис. 13. Розрахунок виконано за формулами (24)-(28). Відмітимо такі особливості поведінки експериментальних і розрахункових залежностей. Максимум спектральної залежності Si (λ) спостерігається для λmax = 2,95–3,0 мкм, що відповідає Eg InAs при Т = 80 К. Задовільний збіг експерименту з розрахунком підтверджує можливість досить коректного прогнозування абсолютних значень Si (λmax) від параметрів активної області InAs фотодіодів. Збільшення Si (λmax) спостерігається для тих зразків, у яких концентрація основних носіїв заряду в квазінейтральній області менша, а ефективні значення τn * і Ln * більші. Селективний характер поведінки Si (λ) прояв- ляється у зразку №1 (крива 1), для якого Ln < l, що приводить до існування нефотоактивної області товщиною l – Ln і значних оптичних втрат. Різкий довгохвильовий спад Si (λ) для λ > λmax зумовлено краєм фундаментального поглинання в InAs. Слід зазначити досить 38 добрий якісний і кількісний збіг експериментальних і розрахункових характеристик Si (λ) у спектральному діапазоні 2,4 ≤ λ ≤ 2,9 мкм, що свідчить про адекватність вибраної теоретичної моделі розрахунку Si (λ). У той же час для λ < 2,4 мкм спостерігається істотна розбіжність характеру поведінки експериментальних і розрахункових Si (λ) залежностей. Рис. 13. Спектральний розподіл ампер-ватної чутливості охолоджуваних (Т = 80 К) InAs p-n- переходів у залежності від глибини l, мкм: 7,5 (1), 15 (2), 12,5 (3). Точки – експеримент, суцільні лінії – розрахунок для параметрів: S = 100 см/с, Dn = 13,3 см2/с, l = 7,5 мкм, Ln = 6 мкм, W0 = 0,3 мкм (крива 1); S = 1300 см/с, Dn = 13,3 см2/с, l = 15 мкм, Ln = 16 мкм, W0 = 0,5 мкм (крива 2); S = 530 см/с, Dn = 13,3 см2/с, l = 12,5 мкм, Ln = 25 мкм, W0 = 1,1 мкм (крива 3). 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 - 12.5 мкм - 15 мкм - 7.5 мкм 3 2 1 S i, A/ В т λ, мкм 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 10-3 10-2 10-1 100 Т=80 К l=12.5 мкм 1-αp 2-αn 3-αОПЗ 4-αp-n 3 2 4 1 α λ, мкм 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 3 2 1 S i, А/ Вт λ, мкм Рис. 14. Спектральний розподіл коефіцієнта збирання нерівноважних носіїв заряду InAs p-n- переходів (Т = 80 К) з глибиною l = 12,5 мкм: p-область (1), n-область (2), ОПЗ (3), сумарний (4). Точки – експеримент, суцільні лінії – розра- хунок. Рис. 15. Розрахункові криві спектральної фоточутливості (80 К) переходів p+-n (1), n+-p (2) та p-n (3) типів. Параметри чутливої області: 1 – l = 1 мкм, Lp = 3 мкм, S = 1000 см/с, W0 = 0,5 мкм; 2 – l = 1 мкм, Lp = 1 мкм, S = 1000 см/с, W0 = 0,3 мкм, Ln = 36 мкм; 3 – l = 12 мкм, Lp = 3 мкм, S = 1000 см/с, W0 = 0,3 мкм, Ln = 36,4 мкм, Dn = 138 см2/с. Таблиця 3. Фотоелектричні параметри InAs переходів при Т = 80 К. Технологічні режими № Т1, °С Т2, °С t, хв l, мкм N, см–3 Ln , мкм Si (λmax), А/Вт W0, мкм τn , с τ0, с η 39 1 550 580 15 7,5 2·1016 6,0 0,88 0,3 2,3·10–8 1·10–7 0,37 2 580 600 30 12,5 1·1015 25 1,36 1,1 4,8·10–7 2,3·10–6 0,56 3 550 580 40 15,0 5·1015 16 0,97 0,5 1,1·10–7 4,5·10–6 0,41 Примітки: Т1 – температура дифузанта, Т2 – температура підкладки, t – час дифузії, l – глибина переходу, Ln * – ефективна довжина дифузії в р-області, τ0 – рекомбінаційний час життя в ОПЗ. Таблиця 4. Параметри InAs фотодіодів. Т, °С А, см2 λmax, мкм Si (λmax), A/Вт R0A, Ом·см2 Dλ *, см·Гц1/2·Вт–1 Виробник 22 7,86·10–3 3,35 1,0 0,15–0,2 2,7·109 Judson –85 7,85·10–3 3,2 1,5 196–393 3,6·1011 Judson 25 7,85·10–3 3,35 1,0 0,31–0,55 (3,0–4,5)·109 Hamamatsu –196 7,85·10–3 3,0 1,3 (0,8–8,0)·103 (3,5–6,0)·1011 Hamamatsu 20 1,45·10–3 2,6–3,4 0,8 1,5–2,0 3,0·109 ФТИ им. А.Ф. Иоффе 25 1,0·10–2 3,45–3,5 0,7 0,15 1,0·109 ІФН НАНУ –196 1,0·10–2 3,0 1,2 1·105 5·1011 ІФН НАНУ –196 1,0·10–2 3,0 2,4 1·1011 2·1012 Граничні параметри Важливо оцінити внесок кожної області переходу у фоточутливість на прикладі аналізу спектрального розподілу коефіцієнта збирання. На рис. 14 (криві 1–4) показано експериментальні результати і розрахункові криві для зразка №2. Розрахунок виконано за формулами (25)-(28), а експериментальні дані отримано із залежностей Si (λ) з викорис- танням співвідношення (24), які також характеризують коефіцієнт αp-n. Аналіз отриманих кривих свідчить про переважаючий внесок р-області у коефіцієнт збирання для спектральної області 1,0 < λ < λmax. Внесок квазінейтральної n-області незначний при λ > λmax, а внеском ОПЗ можна знехтувати. З цього випливає, що формуючи методом дифузії структурно досконалу р-область з концентрацією дірок ~1015 см–3 при виконанні умов kl > 1, kLn > 1 і l /Ln < 1 в охолоджуваних (Т = 80 К) дифузійних p-n-переходах, можна отримати значення ампер-ватної чутливості Si (λmax = 3 мкм), близькі до відповідних значень для комерційних InAs фотодіодів [5, 6]. На рис. 15 показано розраховані за формулами (24)-(28) спектральні залежності фоточутливості InAs переходів з різною структурою чутливої області, у яких в квазінейтральних n- або р-областях концентрація основних носіїв заряду становить 2·1016 см-3, а процеси рекомбінації неосновних носіїв заряду визначаються лише випроміню- вальною та оже-рекомбінацією. Показано, що у симетрично легованому переході чутливість найвища. Сукупність вищевикладених результатів свідчить про можливість коректного прогнозування спектральних характеристик InAs p-n-переходів. У табл. 4 наведено отримані значення параметрів InAs фотодіодів, які менші від теоретично можливих. 6. ЗАСТОСУВАННЯ Сенсори витоку природного газу (метану), контроль концентрації двооксиду вуглецю, чадного газу необхідні в кожній квартирі, службових і промислових приміщеннях, гаражах та інших об’єктах. Особливо актуальною є проблема реєстрації і спостереження за динамікою зміни довибухових концентрацій метану в промислових умовах видобутку вугілля, що суттєво відрізняється від умов реєстрації метану як одного з компонентів природного газу у промислових будівлях, газопроводах. Ці відмінності полягають у наступ- ному: а) високий вміст вугільного пилу в шахтній атмосфері; б) раптова поява (викид) під час видобутку вугілля шахтного метану і одночасно з ним інших супутніх газів (аміаку, оксиду та двооксиду вуглецю, сірководню та оксиду азоту); в) підвищена температура в зоні підземних робіт та вологість. Тому прилади, призначені для контролю довибухових 40 концентрацій метану, повинні бути вибухобезпечними, швидкодіючими, селективними, портативними і надійними. Зараз для контролю вмісту метану в шахтній атмосфері застосовують термокаталітичні датчики. Принцип їх дії базується на реєстрації зміни опору при поглинанні метану. Для приведення датчика у вихідний стан його необхідно прогріти до ~400 °С і десорбувати метан з активного елемента. Інерційність термокаталітичних датчиків ~10–20 с, а чутливий елемент повинен безпосередньо контактувати з вибухонебезпечною атмосферою. Крім цих недоліків, термокаталітичні датчики мають недостатню селективність по газу, здатність до швидкої деградації, втрачають чутливість під дією інших шкідливих газів, що є дуже небезпечним під час викиду метану, а також потребують постійного калібрування. Більш прийнятними для контролю довибухових концентрацій метану є опто- електронні сенсори. Принцип їх дії базується на реєстрації зміни потоку ІЧ-випромінювання внаслідок поглинання метаном (або іншим газом) в характеристичній області спектра λ ≈ 3,32–3,35 мкм, яка відповідає найбільш інтенсивній смузі поглинання. Для пари води, двооксиду і оксиду вуглецю, ацетону, аміаку ці найбільш інтенсивні смуги поглинання відповідно становлять 2,75–2,85, 4,2, 4,67, 3,4 та 2,94 мкм. На основі інжекційних джерел ІЧ- випромінювання для відповідної довжини хвилі [2, 12-15, 86] та узгоджених з ними по оптичному каналу фотодіодів налагоджується виробництво оптоелектронних сенсорів газів нового покоління. Їх перевагою над термокаталітичними є висока швидкодія, вибухо- безпечність, селективність, портативність та надійність. У роботах [14, 16, 57, 87, 88] розгля- нуто можливі конструкції оптоелектронних сенсорів метану та двооксиду вуглецю [89], а також продемонстровано можливість теоретичної оцінки робочих параметрів таких сенсорів. 7. ВИСНОВКИ 1. Розглянуто сучасний стан виготовлення фоточутливих елементів в інфра- червоних InAs фотодіодах найбільш перспективними способами та отримано значення їх основних параметрів і характеристик. 2. Показано, що існуючі теоретичні моделі процесів рекомбінації нерівноважних носіїв заряду у вузькозонних напівпровідниках А3В5 та А2В6 дозволяють коректно розраху- вати час життя носіїв заряду в InAs. Розраховано час життя в залежності від концентрації основних носіїв заряду в InAs n- та p-типу провідності при 77 та 300 К, а також проведено їх порівняння з експериментальними даними. 3. Продемонстровано можливість використання розрахункових значень часу життя для прогнозування спектральної ампер-ватної чутливості на прикладі охолоджуваних InAs фотодіодів. 4. Проведено аналіз стану з досліджень транспорту носіїв заряду в InAs фото- діодах та з’ясовано найбільш ймовірну природу надлишкового струму. 5. Розглянуто перспективні напрямки застосування інфрачервоних InAs фото- діодів в оптоелектронній газовій сенсориці. A.V. Sukach, V.V. Tetyorkin, I.M. Matiyuk, A.I. Tkachuk InAs PHOTODIODES (REVIEW) The current level of development of infrared InAs photodiodes has been analyzed and the values of their main technical parameters and characteristics have been obtained. The concentration dependence of the non- equilibrium charge carrier lifetime in InAs of n- and p-type conductivity has been calculated and comparison with 41 experimental data has been performed. The charge carrier transport mechanisms in InAs photodiodes have been analyzed and nature of excessive dark current has been clarified. The possibility to forecast correctly the spectral photosensitivity in cooled InAs photodiodes has been shown and the outlook of their application has been considered. Keywords: InAs photodiode, carrier lifetime, excessive tunneling current, inhomogeneous p-n junction. 1. Рогальский А. Инфракрасные детекторы. – Новосибирск: Наука. – 2003. 2. Зотова Н.В., Ильинская Н.Д., Карандашев С.А. и др. Источники спонтанного излучения на основе арсенида индия. Обзор // ФТП. – 2008. – 42, №6. – С. 641-657. 3. Tetyorkin V., Sukach A. and Tkachuk A. InAs Infrared Photodiodes. In: Advances in Photodiodes / Ed. Gian- Franco Dalla Betta. – InTech Open Acess Publisher: Vienna, 2011. – P. 427-446. 4. Lal R.K., Chakrabarti P. An analytical model of p+-InAsSbP/n0-InAs/n+-InAs single heterojunction photodetector for 2.4–3.5 μm region // Opt. Quant. Electron. – 2004. – 36(6). – P. 935-947. 5. InAs Photovoltaic Detectors. Catalog. Hamamatsu Photonics K.K. – 2014. – P. 1-5. 6. Indium Arsenide Detectors. Product brochure of EG&G Judson Inc. – 2014. – P. 12-15. 7. Астахов В.М., Данилов Ю.А., Дудкин В.Ф. и др. Планарные фотодиоды на основе InAs материала // Письма в ЖТФ. – 1992. – 18, №3. – С. 1-5. 8. Cooled InAs Photodiodes for IR applications / A. Sukach, V. Tetyorkin, G. Olijnik et al. // Proc. SPIE. – 2005. – 5957. – P. 267-276. 9. Михайлова М.П., Смирнова Н.Н., Слободчиков С.В. Умножение носителей заряда и коэффициенты ионизации в InAs и InGaAs p-n-переходах // ФТП. – 1976. – 10, №5. – С. 860-865. 10. Смирнова Н.Н., Слободчиков С.В., Талалакин Г.Н. Обратная ветвь ВАХ и механизмы пробоя диодов из InAs // Там же. – 1982. – 16, №12. – С. 2116-2120. 11. Dobbelaere W., De Boeсk J., Heremans P. et al. InAs p-n-diodes grown on GaAs and GaAs-coated Si molecular beam epitaxy // J. Appl. Phys. – 1992. – 60(7). – P. 868-870. 12. Поманов В.В., Иванов Э.В., Именков А.Н. и др. Светодиоды на основе твердых растворов InAsSbP пре- дельного состава для спектрального диапазона 2,6–3,8 мкм // Письма ЖТФ. – 2001. – 27, №14. – С. 80-87. 13. Зотова Н.В., Ильинская Н.Д., Карандашев С.А. и др. Светодиоды на основе InAs с резонатором, сформированным анодным контактом с границей раздела полупроводник – воздух // ФТП. – 2004. – 38, №10. – С. 1270-1274. 14. Matveev B.A., Zotova N.V., Ilinskaya N.D. et al. Towards efficient mid – IR LED operation: optical pumping, extraction or injection of carriers // Modern Optics. – 2002. – 49, N.5/6. – Р. 743-756. 15. Стоянов Н.Д., Журтанов Б.Е., Астахова А.П. и др. Высокоэффективные светодиоды спектрального диапазона 1,6–2,4 мкм для медицинской диагностики и экологического мониторинга // ФТП. – 2003. – 37, №8. – С. 996-1009. 16. p+-InAsSbP/n-InAs photodiodes for IR optoelectronic sensors / V.V. Tetyorkin, A.V. Sukach, S.V. Stariy et al. // Proc. SPIE. – 2005. – 5957. – Р. 212-219. 17. Инфракрасные светодиоды на основе твердых растворов GaInAsSb, выращенных из содержащих свинец раствор-расплавов / А.П. Астахова, Е.А. Гребенщикова, Э.В. Иванов и др. // ФТП. – 2004. – 38, №12. – С.1466-1472. 18. Beattie A.R. Quantum Efficiency in InSb // J. Phys. Chem. Solids. – 1962. – 23. – P. 1049-1056. 19. Блекмор Дж. Статистика электронов в полупроводниках. – М.: Мир. – 1964. 20. Beattie A.R., Landsberg P.T. Auger effect in semiconductors. // Proc. Roy. Soc. – 1959. – 249A, N1. – P. 16-29. 21. Datal V.L., Hicinbothem W.A. and Kressel H. Carrier lifetimes in epitaxial InAs // Appl. Phys. Lett. – 1979. – 24. – P.184-185. 22. Wider H.H. and Collins D.A. Minority carrier lifetime in InAs epilayers // Appl. Phys. Lett. – 1974. – 25. – P. 742-743. 23. Гельмонт Б.Л. Трехзонная модель Кейна и Оже-рекомбинация // ЖЭТФ. – 1978. – 75, №2. – С.536-544. 24. Гельмонт Б.Л. Оже-рекомбинация в узкощелевых полупроводниках р-типа // ФТП. – 1981. – 15, №7. – С. 1316-1319. 25. Takeshima M. Auger Recombination in InAs, GaSb, InP, and GaAs // J. Appl. Phys. – 1972. – 43, N 10 – P. 4114-4119. 26. Гельмонт Б.Л., Соколова З.Н., Яссиевич И.Н. Оже-рекомбинация в прямозонных полупроводниках p-типа // ФТП. – 1982. – 16, №4. – С. 592-600. 27. Гельмонт Б.Л., Соколова З.Н. Оже-рекомбинация в прямозонных полупроводниках n-типа // ФТП. – 1982. – 16, №9. – С. 1670-1672. 28. Барышев Н.С. Межзонная рекомбинация электронов и дырок в арсениде индия // ФТТ. – 1964. – 5, №10. – С. 3027-3030. 42 29. Зотова Н.В., Яссиевич И.Н. Оже-рекомбинация в p-InAs и твердых растворах GaxIn1-xAs // ФТП. – 1977. – 11, №10. – Р. 1882-1887. 30. Сукач А.В., Тетеркин В.В. Процессы генерации и рекомбинации носителей заряда в арсениде индия и фо- тодиодах на его основе // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 2008. – Вып. 42. – С. 103-113. 31. Tetyorkin V.V., Sukach A.V., Stariy S.V. et al. Performance of InAs-based infrared photodiodes // Proc. SPIE. – 2007. – 6585. – P. 185-194. 32. Блаут-Блачев А.Н., Балагуров Л.А., Каратаев В.В. и др. Рекомбинация носителей заряда в n-InAs // ФТП. – 1975. – 9, №4. – С. 782-784. 33. Фомин И.А., Лебедев Л.В., Луньков Г.Б. и др. Исследование времени жизни в эпитаксиальном n-InAs // ФТП. – 1980. – 14, №7. – С. 1434-1436. 34. Андрушко А.И., Селихов А.И., Слободчиков С.В. О механизме рекомбинации в кристаллах арсенида индия // ФТП. – 1986. – 20, №3. – С. 403-406. 35. Фомин И.А., Лебедева Л.В., Анненко Н.М. Исследование уровней глубоких дефектов в InAs измерением емкости МДП структур // ФТП. – 1984. – 18, №3. – С. 734-736. 36. Есина Н.П., Зотова Н.В. Механизмы рекомбинации избыточных носителей тока в арсениде индия и твердых растворах на его основе // ФТП. – 1980. – 14, №2. – С. 316-322. 37. Rogalski A. and Orman Z. Band-to-band recombination in InAs1-xSbx // Infrared Phys. – 1985. – 25, N 3. – P. 551-560. 38. Ильенков Я.А., Ковалевская Т.Е., Ковчавцев А.П. Оценка параметров глубоких уровней в МДП- структурах на основе InAs // Поверхность. Физика, химия, механика. – 1992. – №1. – С. 62-69. 39. Н.А. Корнюшкин, Н.А. Валишева, А.П. Ковчавцев и др. Влияние свойств границы раздела и глубоких уровней в запрещенной зоне на вольт-фарадные характеристики МДП структур на арсениде индия // ФТП. – 1996. – 30, №5. – С. 914-917. 40. Курышев Г.Л., Ковчавцев А.П., Валишева Н.А. Электронные свойства структур металл – диэлектрик – полупроводник на основе InAs // ФТП. – 2001. – 35, №9. – С. 1111-1119. 41. Сукач А.В., Олейник Г.С., Тетеркин В.В. и др. Исследование механизмов переноса заряда в диффузионных InAs p-n-переходах // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 2005. – Вып. 40. – С. 248-257. 42. Болгов С.С., Малютенко В.К., Савченко А.П. Эксклюзия носителей заряда в InAs // ФТП. – 1997. – 31, №5. – С. 526-527. 43. Есина Н.П., Зотова Н.В., Наследов Д.Н. Электронно-дырочные переходы в арсениде индия // Радиотехника и электроника. – 1963. – 8, №9. – С. 1602-1606. 44. Mihailova M.P., Nasledov D.N. and Slobodchikov S.N. Spectral response of the photoeffects in InAs // phys. status solidi. – 1965. – 11(1). – P. 523-534. 45. Мозжорин Ю.Д., Стафеев В.И. Диффузия Zn и Cd в арсениде индия // ФТП. – 1967. – 1, № 6. – С. 820-834. 46. Новикова Л.И., Стафеев В.И., Милевский Л.С. Исследование структурных дефектов в арсениде индия методом аномального прохождения рентгеновских лучей // ФТП. – 1971. – 5, № 11. – С. 2164-2167. 47. Новикова Л.И., Стафеев В.И., Русин Б.А. Исследование дефектов, возникающих в InAs при диффузии кадмия // Изв. АН СССР. Неорг. матер. – 1974. – 10, №12. – С. 2121-2124. 48. Стрельченко С.С., Лебедев В.В. Соединения А3В5 (справочник). – М.: Металлургия. – 1984. 49. Любченко А.В., Сукач А.В., Олейник Г.С. и др. ИК фоточувствительные структуры на основе InAs и их обнаружительная способность при комнатной температуре // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 1999. – Вып. 34. – С. 100-108. 50. Герасименко Н.Н., Гузев А.А., Курышев Г.Л. и др. Применение методов ионного легирования для создания p-n-переходов на InSb и InAs // Препринт 2. – Институт физики полупроводников СО АН СССР. – Новосибирск. – 1991. 51. Сукач А.В., Тетеркин В.В., Олейник Г.С. и др. Фотоэлектрические свойства диффузионных InAs p-n- переходов // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 2006. – Вып. 41. – С. 77-86. 52. Герасименко Н.Н., Курышев Г.Л., Мясников А.М. и др. Электрофизические свойства планарных n+-p-пе- реходов, созданных легированием арсенида индия ионами серы // ФТП. – 1990. – 24, № 7. – С. 1245-1250. 53. Ray-Ming Lin, Shiang-Feng Tang, Si-Chen Lee et al. Room temperature unpassivated InAs p-i-n photodetectors grown by molecular beam epitaxy // IEEE Trans. Electron. Devices. – 1997. – 44(2). – P. 209-213. 54. Акименко И.П., Паншина Е.Г., Тихонова О.В. и др. Фотоэлектрические свойства арсенида индия, имплантированного S и Mg с энергией 350 кеВ // ФТП. – 1979. – 13, № 11. – С. 2210-2215. 55. Андрушко А.И., Салихов Х.М., Слободчиков С.В. и др. Об электрофизических и фотоэлектрических свойствах эпитаксиальных структур на основе InAs1-x-ySbxPy // ФТП. – 1986. – 20, № 12. – С. 2195-2198. 56. Михайлова М.П., Стусь Н.М., Слободчиков С.В. и др. Фотодиоды на основе твердых растворов InAs1-xSbx для спектрального диапазона 3 – 5 мкм // ФТП. – 1996. – 30, № 9. – С. 1613-1619. 43 57. Сукач А.В., Тетеркин В.В., Зотова Н.В. и др. Неохлаждаемые фотодиоды p+-InAsSbP/n-InAs для использования в оптоэлектронных сенсорах метана // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 2002. – Вып. 37. – С. 211-215. 58. Карандашев С.А., Матвеев Б.А., Ременный М.А. и др. Флип-чип фотодиоды на основе InAs, работающие при 20-100°C в интервале длин волн 2.7–3.7 мкм // Материалы электронной техники. – 2007. – № 3. – С. 36-38. 59. Optoelectronic sensor on narrow band A3B5 alloys / N.V. Zotova, S.A. Karandashev, B.A. Matveev et al. // Proc. SPIE. – 1991. – 1578. – Р. 334-345. 60. Ильинская Н.Д., Карандашев С.А., Латникова Н.М. и др. Охлаждаемые фотодиоды на основе одиночной гетероструктуры II типа p-InAsSbP/n-InAs // Письма в ЖТФ. – 2013. – 39, Вып. 18. – С. 48-54. 61. Григорьев Н.Н., Кудыкина Т.А. Рекомбинационная модель диффузии цинка в GaAs // ФТП. – 1997. – 31, №6. – С. 697-702. 62. Баранов А.Н., Воронина Т.И., Гореленок А.А. и др. Исследование структурных дефектов в эпитаксиальных слоях арсенида индия // ФТП. – 1992. – 26, №9. – С. 1612-1624. 63. Баранов А.Н., Воронина Т.И., Лагунова Т.С. и др. Свойства эпитаксиального арсенида индия, легированного редкоземельными элементами // ФТП. – 1993. – 27, №3. – С. 421-430. 64. Баранов А.Н., Лагунова Т.С., Моисеев К.Д. и др. Электрофизические свойства эпитаксиального арсенида индия и узкозонных твердых растворов на его основе // ФТП. – 1999. – 33, №7. – С. 781-788. 65. Gao H.H., Krier A. and Sherstnev V.V. High quality InAs grown by liquid phase epitaxy using gadolinium gettering // Semicond. Sci. Technol. – 1999. – 14(3). – P. 441-445. 66. Гореленок А.А., Каманин А.В., Шмидт Н.М. Редкоземельные элементы в технологии соединений AIIIBV и приборов на их основе // ФТП. – 2003. – 37, №9. – С. 922-940. 67. Милнс А., Фойхт Д. Гетеропереходы и переходы металл-полупроводник. – М.: Мир. – 1975. 68. Шарма Б.Л., Пурохит Р.К. Полупроводниковые гетеропереходы. – М.: Сов. Радио. – 1979. 69. Сукач А.В., Тетеркин В.В., Ворощенко А.Т. та ін. Зворотні ВАХ та механізми протікання струму в InAs фото- діодах // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – Киев: Наук. думка. – 2011. – Вып. 46. – С. 107-114. 70. Райх М.Э., Рузин И.М. Флуктуационный механизм избыточных туннельных токов в обратно смещенных p-n переходах // ФТП. – 1985. – 19, №7. – С. 1217-1225. 71. Райх М.Э., Рузин И.М. Температурная зависимость флуктуационных избыточных токов через контакт металл-полупроводник // ФТП. – 1987. – 21, №3. – С. 456-460. 72. Nemirovsky Y. and Unikovsky А. Tunneling and 1/f noise currents in HgCdTe photodiodes // J. Vac. Sci. Technol. B. – 1992. – 10(4). – P. 1602-1610. 73. Rosenfeld D. and Bahir G. A model for the trap-assisted tunnelling mechanism in diffused n-p and implanted n+-p HgCdTe photodiodes // IEEE Trans. Electron. Devices. – 1992. – 39(7). – P. 1638-1645. 74. Wenmu He, Zeynep Celik-Batler. 1/f noise and dark current components in HgCdTe MIS infrared detectors // Solid-State Electron. – 1996. – 19(1). – P. 127-132. 75. Сукач А.В., Тетеркин В.В. Трансформация электрических свойств InAs p-n переходов в результате ультразвуковй обработки // Письма в ЖТФ. – 2009. – 35, №11. – С. 67-75. 76. Здебский А.П., Корчная В.Л., Торчинская Т.В. и др. Стимулированное ультразвуком изменение электрических и люминесцентных характеристик InGaAs:Si светодиодов // Письма в ЖТФ. – 1986. – 12, №2. – С. 76-81. 77. Здебский А.П., Лысянский М.И., Лукьянчикова Н.Б. Влияние ультразвуковой обработки на вольт-ампер- ные и шумовые характеристики туннельных диодов // Письма в ЖТФ. – 1987. – 13, №16. – С. 1009-1013. 78. Олих О.Я., Пинчук Т.Н. Акустостимулированные коррекции вольт-амперных характеристик арсенид- галлиевых структур с контактом Шоттки // Письма в ЖТФ. – 2006. – 32, №12. – С. 22-27. 79. Гусейнов Н.А., Олих Я.М., Аскеров Ш.Г. Восстановление фотоэлектрических параметров кремниевых солнечных элементов, облученных γ-квантами 60Co, с помощью ультразвуковой обработки // Письма в ЖТФ. – 2007. – 33, №1. – С. 38-44. 80. Ермолович И.Б., Миленин В.В., Конакова Р.В. и др. Влияние ультразвуковой обработки на деформа- ционные эффекты и структуру локальных центров в подложке и приконтактных областях структур M/n-n+-GaAs (M = Pt, Cr,W) // ФТП. – 1997. – 31, №4. – С. 503-508. 81. Фридель Ж. Дислокации. – М.: Мир. – 1967. 82. Гранато А., Люкке К. Струнная модель дислокации и дислокационное поглощение звука. В кн.: Физическая акустика / Под ред. У. Мезена. – М.: Мир, 1969. – т. 4, ч. А. – С. 261-321. 83. Островский И.В. Акустолюминесценция и дефекты кристаллов. – К.: Вища школа. – 1993. 84. Скупов В.Д., Тетельбаум Д.И. О влиянии упругих напряжений на трансформацию дефектов в полупроводниках // ФТП. – 1987. – 21, №8. – С. 1495-1497. 85. Сукач А.В., Тетеркин В.В., Лукьяненко В.И. и др. Спектральная фоточувствительность охлаждаемых InAs p-n-переходов // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника. – 2009. – Вып. 44. – С. 92-99. 86. Астахов А.П., Головин А.С., Ильинская Н.Д. и др. Мощные светодиоды на основе гетероструктур InAs/InAsSbP для спектроскопии метана (λ ≈ 3,3 мкм) // ФТП. – 2010. – 44, №2. – С. 278-284. 44 87. Matveev B., Aidaraliev M., Gavrilov G. et al. Room temperature InAs photodiode – InGaAs LED pairs for methane detection in the mid-IR // Sensor and Actuators B. – 1998. – 51, N 1-3 – P. 233-237. 88. Сенкевич О.В., Классовская Н.А., Поченкова Т.К. Прибор для экспресс-определения токсичных газов в руд- ничной атмосфере // Проблемы контроля и защиты атмосферы от загрязнений. – 1978. – Вып. 4. – С. 48-50. 89. Александров С.Е., Гаврилов Г.А., Капралов А.А. и др. Моделирование характеристик оптических газовых сен- соров на основе диодных оптопар среднего ИК-диапазона спектра // ЖТФ. – 2009. – 79, №6. – С. 112-118. Інститут фізики напівпровідників Отримано 12.05.2015 ім. В.Є. Лашкарьова НАН України проспект Науки, 41 03680 Київ, Україна
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-116749
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	0233-7577
language	Ukrainian
last_indexed	2025-12-07T18:14:12Z
publishDate	2015
publisher	Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України
record_format	dspace
spelling	Сукач, А.В. Тетьоркін, В.В. Матіюк, І.М. 2017-05-14T20:25:17Z 2017-05-14T20:25:17Z 2015 InAs фотодіоди (огляд) / А.В. Сукач, В.В. Тетьоркін, І.М. Матіюк, А.І. Ткачук // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2015. — Вип. 50. — С. 17-44. — Бібліогр.: 89 назв. — укр. 0233-7577 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/116749 621.315.592 Проаналізовано сучасний стан з розробок інфрачервоних InAs фотодіодів та отримано значення їх основних технічних параметрів і характеристик. Розраховано концентраційну залежність часу життя нерівноважних носіїв заряду в матеріалі InAs n- та р-типу провідності, а також проведено порівняння з експериментальними даними. Проаналізовано механізми транспорту носіїв заряду в InAs фотодіодах та з’ясовано природу надлишкових струмів. Показано можливість коректного прогнозування спектральної фоточутливості в охолоджуваних InAs фотодіодах та розглянуто перспективи їх застосування. The current level of development of infrared InAs photodiodes has been analyzed and the values of their main technical parameters and characteristics have been obtained. The concentration dependence of the nonequilibrium charge carrier lifetime in InAs of n- and p-type conductivity has been calculated and comparison with experimental data has been performed. The charge carrier transport mechanisms in InAs photodiodes have been analyzed and nature of excessive dark current has been clarified. The possibility to forecast correctly the spectral photosensitivity in cooled InAs photodiodes has been shown and the outlook of their application has been considered. uk Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України Оптоэлектроника и полупроводниковая техника InAs фотодіоди (огляд) InAs photodiodes (review) Article published earlier
spellingShingle	InAs фотодіоди (огляд) Сукач, А.В. Тетьоркін, В.В. Матіюк, І.М.
title	InAs фотодіоди (огляд)
title_alt	InAs photodiodes (review)
title_full	InAs фотодіоди (огляд)
title_fullStr	InAs фотодіоди (огляд)
title_full_unstemmed	InAs фотодіоди (огляд)
title_short	InAs фотодіоди (огляд)
title_sort	inas фотодіоди (огляд)
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/116749
work_keys_str_mv	AT sukačav inasfotodíodioglâd AT tetʹorkínvv inasfotodíodioglâd AT matíûkím inasfotodíodioglâd AT sukačav inasphotodiodesreview AT tetʹorkínvv inasphotodiodesreview AT matíûkím inasphotodiodesreview

InAs фотодіоди (огляд)

Institution

Similar Items