Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe

Создана пленочная структура с базой из p-CdTe (w = 120 μm), имеющей с двух сторон МОП-элементы: фронтальный Al-n-Al₂O₃-p-CdTe и тыловой Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включении такой структуры в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок (СУ) на вольтамперной характеристике (ВАХ). М...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2014
Автори:	Мирсагатов, Ш.А., Ачилов, А.С., Заверюхин, Б.Н.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2014
Назва видання:	Физическая инженерия поверхности
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/103565
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe / Ш.А. Мирсагатов, А.С. Ачилов, Б.Н. Заверюхин // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 2. — С. 201-211. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-103565
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1035652016-06-21T03:02:25Z Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe Мирсагатов, Ш.А. Ачилов, А.С. Заверюхин, Б.Н. Создана пленочная структура с базой из p-CdTe (w = 120 μm), имеющей с двух сторон МОП-элементы: фронтальный Al-n-Al₂O₃-p-CdTe и тыловой Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включении такой структуры в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок (СУ) на вольтамперной характеристике (ВАХ). Механизм возникновения СУ связан с инжекцией электронов из тыловой области структуры и возникновением в базе (p-CdTe) встречных диффузионных и дрейфовых токов, компенсирующих друг друга. Эти физические процессы приводят к возрастанию сопротивления базы в широком диапазоне напряжения смещения Vb ~ 0,3—70 V, где ток I остается почти постоянным (~6,7•10⁻⁷ A/cm² в начале и ~6,9•10⁻⁷ A/cm² в конце диапазона). Установлено, что в начале СУ (Vb ~ 0,3 V) релаксационные процессы переноса обуславливаются рекомбинацией неравновесных носителей, инжектированных в базу, а в конце СУ (Vb ~ 70 V) такие процессы целиком определяются временем пролета неравновесных носителей через базу. Створена плівкова структура з базою p-CdTe (w = 120 μm), що має з двох сторін МОП-елементи: фронтальний Al-n-Al₂O₃-p-CdTe і тиловий Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включенні такої структури в зворотному напрямку струму з’являється протяжна сублінейна ділянка (СУ) на вольтамперної характеристиці (ВАХ). Механізм виникнення СУ пов’язаний з інжекцією електронів з тилової області структури і виникненням в базі (p-CdTe) зустрічних дифузійних і дрейфових струмів, компенсують один одного. Ці фізичні процеси призводять до зростання опору бази в широкому діапазоні напруги зсуву Vb ~ 0,3—70 V, де струм I залишається майже постійним (~6,7•10⁻⁷ A/cm² на початку і ~6,9 10⁻⁷ A/cm² в кінці діапазону). Встановлено, що на початку СУ (Vb ~ 0,3 V) релаксаційні процеси перенесення обумовлюються рекомбинацией нерівноважних носіїв, інжектованих в базу, а наприкінці СУ (Vb ~ 70 V) такі процеси цілком визначаються часом прольоту нерівноважних носіїв через базу. The film structure with p-CdTe base (w = 120 μm) having from two sides MOS-elements (the frontal Al-n-Al₂O₃-p-CdTe and the rear Mo-MoO3-p-CdTe) is created. The extended sub linear section (SS) on the current-voltage characteristic is appeared if to turn on such structure in the opposite direction of the of the current. Mechanism of an appearance of SS is associated with the injection of electrons from the rear MOS-element and appearance in the base the diffusion and drift currents what compensate each other. These physical processes lead to an increasing of the base resistance in the wide range of the biased voltage (Vb ≈ 0.3—70 V) where current (I) remains almost constant (≈6.7•10⁻⁷ A/cm² in the beginning and (≈6.9•10⁻⁷ A/cm² in the end of the range). It is established that in the beginning of SS (Vb ≈ 0.3 V) relaxation processes of transfer are determined by recombination of no equilibrium carriers what were injected into the base and such processes entirely are defined by time of the transit of these carriers through the base. 2014 Article Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe / Ш.А. Мирсагатов, А.С. Ачилов, Б.Н. Заверюхин // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 2. — С. 201-211. — Бібліогр.: 13 назв. — рос. 1999-8074 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/103565 53.043., 53.023.539.234 ru Физическая инженерия поверхности Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	Создана пленочная структура с базой из p-CdTe (w = 120 μm), имеющей с двух сторон МОП-элементы: фронтальный Al-n-Al₂O₃-p-CdTe и тыловой Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включении такой структуры в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок (СУ) на вольтамперной характеристике (ВАХ). Механизм возникновения СУ связан с инжекцией электронов из тыловой области структуры и возникновением в базе (p-CdTe) встречных диффузионных и дрейфовых токов, компенсирующих друг друга. Эти физические процессы приводят к возрастанию сопротивления базы в широком диапазоне напряжения смещения Vb ~ 0,3—70 V, где ток I остается почти постоянным (~6,7•10⁻⁷ A/cm² в начале и ~6,9•10⁻⁷ A/cm² в конце диапазона). Установлено, что в начале СУ (Vb ~ 0,3 V) релаксационные процессы переноса обуславливаются рекомбинацией неравновесных носителей, инжектированных в базу, а в конце СУ (Vb ~ 70 V) такие процессы целиком определяются временем пролета неравновесных носителей через базу.
format	Article
author	Мирсагатов, Ш.А. Ачилов, А.С. Заверюхин, Б.Н.
spellingShingle	Мирсагатов, Ш.А. Ачилов, А.С. Заверюхин, Б.Н. Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe Физическая инженерия поверхности
author_facet	Мирсагатов, Ш.А. Ачилов, А.С. Заверюхин, Б.Н.
author_sort	Мирсагатов, Ш.А.
title	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe
title_short	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe
title_full	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe
title_fullStr	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe
title_full_unstemmed	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe
title_sort	сублинейные обратные вах толстых пленочных структур на основе cdte
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate	2014
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/103565
citation_txt	Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe / Ш.А. Мирсагатов, А.С. Ачилов, Б.Н. Заверюхин // Физическая инженерия поверхности. — 2014. — Т. 12, № 2. — С. 201-211. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.
series	Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv	AT mirsagatovša sublinejnyeobratnyevahtolstyhplenočnyhstrukturnaosnovecdte AT ačilovas sublinejnyeobratnyevahtolstyhplenočnyhstrukturnaosnovecdte AT zaverûhinbn sublinejnyeobratnyevahtolstyhplenočnyhstrukturnaosnovecdte
first_indexed	2025-07-07T14:04:26Z
last_indexed	2025-07-07T14:04:26Z
_version_	1836997218947563520
fulltext	СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2202 © Мирсагатов Ш. А, Ачилов А. С., Заверюхин Б. Н., 2014 202 УДК 53.043., 53.023.539.234 СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe Ш. А. Мирсагатов, А. С. Ачилов, Б. Н. Заверюхин Физико-технический институт, Научно-производственное объединение «Физика-Солнце», Академии наук Узбекистана, Ташкент, Узбекистан Поступила в редакцию 03. 06. 2014 Создана пленочная структура с базой из p-CdTe (w = 120 μm), имеющей с двух сторон МОП- эле менты: фронтальный Al-n-Al2O3-p-CdTe и тыловой Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включении та- кой структуры в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок (СУ) на вольтамперной характеристике (ВАХ). Механизм возникновения СУ связан с инжек- цией электронов из тыловой области структуры и возникновением в базе (p-CdTe) встречных диф фузионных и дрейфовых токов, компенсирующих друг друга. Эти физические процессы приводят к возрастанию сопротивления базы в широком диапазоне напряжения смещения Vb ~ 0,3—70 V, где ток I остается почти постоянным (~6,7·10–7 A/cm2 в начале и ~6,9·10–7 A/cm2 в конце диапазона). Установлено, что в начале СУ (Vb ~ 0,3 V) релаксационные процессы пере- носа обуславливаются рекомбинацией неравновесных носителей, инжектированных в базу, а в конце СУ (Vb ~ 70 V) такие процессы целиком определяются временем пролета неравновес- ных носителей через базу. Ключевые слова: полупроводник, пленка, МОП-элемент, барьер Шоттки. СУБЛІНІЙНІ ЗВОРОТНІ ВАХ ТОВСТИХ ПЛІВКОВИХ СТРУКТУР НА ОСНОВІ CdTe Ш. А. Мірсагатов, А. С. Ачілов, Б. Н. Заверюхін Створена плівкова структура з базою p-CdTe (w = 120 μm), що має з двох сторін МОП-еле- ме нти: фронтальний Al-n-Al2O3-p-CdTe і тиловий Mo-n-MoO3-p-CdTe. При включенні такої стру ктури в зворотному напрямку струму з’являється протяжна сублінейна ділянка (СУ) на вольтамперної характеристиці (ВАХ). Механізм виникнення СУ пов’язаний з інжекцією еле- к тронів з тилової області структури і виникненням в базі (p-CdTe) зустрічних дифузійних і дрей фових струмів, компенсують один одного. Ці фізичні процеси призводять до зростання опо ру бази в широкому діапазоні напруги зсуву Vb ~ 0,3—70 V, де струм I залишається майже по стійним (~6,7·10–7 A/cm2 на початку і ~6,9 10–7 A/cm2 в кінці діапазону). Встановлено, що на по чатку СУ (Vb ~ 0,3 V) релаксаційні процеси перенесення обумовлюються рекомбинацией не рівноважних носіїв, інжектованих в базу, а наприкінці СУ (Vb ~ 70 V) такі процеси цілком ви значаються часом прольоту нерівноважних носіїв через базу. Ключові слова: напівпровідник, плівка, МОП-елемент, бар’єр Шотткі. SUBLINEAR REVERSE CURRENT-VOLTAGE CHARACTERISTICS OF THICK FILM STRUCTURES BASED ON CdTe Sh. А. Мirsagatov, A. S. Аchilov, B. N. Zaveryukhin The film structure with p-CdTe base (w = 120 μm) having from two sides MOS-elements (the frontal Al-n-Al2O3-p-CdTe and the rear Mo-MoO3-p-CdTe) is created. The extended sub linear section (SS) on the current-voltage characteristic is appeared if to turn on such structure in the opposite di rection of the of the current. Mechanism of an appearance of SS is associated with the injection of ele c trons from the rear MOS-element and appearance in the base the diffusion and drift currents what com pen- sate each other. These physical processes lead to an increasing of the base resistance in the wide ran- ge of the biased voltage (Vb ≈ 0.3—70 V) where current (I) remains almost constant (≈6.7·10–7 A/cm2 in the beginning and (≈6.9·10–7 A/cm2 in the end of the range). It is established that in the beginning of SS (Vb ≈ 0.3 V) relaxation processes of transfer are determined by recombination of no equilibrium car riers what were injected into the base and such processes entirely are defined by time of the transit Ш. А. МИРСАГАТОВ, А. С. АЧИЛОВ, Б. Н. ЗАВЕРЮХИН ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2 203 of these carriers through the base. Keywords: semiconductor, film, МОS-element, barrier Shottky. ВВЕДЕНИЕ Теллурид кадмия (CdTe) является одним из основных материалов при создании инжек- ционных фотоприемников и приемников ядер ных излучений. Современные монокри- с таллы CdTe имеют большое удельное со- противление ρ ≥ 107 Ώ·cm и сложную техно- ло гию получения. Следует отметить, что мо нокристаллы соединений А2В6 имеют не - до статки. Основным недостатком этих мо но кри с- тал лов является наличие в них зна чи тель- ного количества дефектов, которые ухуд- ша ют функциональные характери с тики при боров. От влияния некоторых де фектов можно избавиться, если использовать крупно бло ч- ные поликристаллические CdTe-пленки со стол бчатой структурой зерен (кристалли- тов). Основным преимущес т вом такого ма те- ри ала является то, что его кри сталлиты в на правлении вертикального ро ста обладают свой ствами монокристаллов, а в го ри зон- таль ном направлении свойс тва ми поликри- сталлов. Границы между кри сталлитами являют- ся стоками для дефе к тов различного рода, что приводит к увели че нию времени жиз- ни носителей заряда в кри сталлитах. Из та- ких крупноблочных поликристаллических CdTe-пленокх можно создавать приемники различных излучений с протяженной чув- стви тельной областью и улучшенными фун кциональными характе ри стиками. Та- кие приемники излучений смо гут эффек- тивно регистрировать низкоэнергетические α-частицы, γ-, Х-излучения и т. д. Кроме этого, актуальной задачей явля- ет ся и создание новых типов приемников, ра ботающих на основе эффекта «инжекци- он ного» обеднения базы (ЭИОБ) полупро- вод никовых структур [1]. Этот эффект по зволяет увеличивать протяженность обед- нен ной рабочей области приемника и напря- жен ность электрического поля в ней без уве- ли чения обратных токов. ЭИОБ наблюдается при возникновении в базе встречных дрейфовых и диффузион- ных потоков неравновесных носителей. Эти потоки взаимно компенсируют друг друга, что приводит к уменьшению проводимости базы структуры в определенном диапазоне напряжений смещения. Данный эффект на- блю дался раннее только в p-i-n-структурах при подаче на прямого напряжения смеще- ния и возникновения в них режима двойной ин жекции носителей. Такой режим работы при водил к появле- нию сублинейного участка (СУ, где ток I = const) на вольтамперной ха рактеристике (ВАХ) при больших величинах тока (I ≥ 10–3 A/cm–2) и протяженность СУ составляла всего лишь 3—5 V [2]. Целью данной работы являлось изуче- ние механизма появления протяженного СУ, об наруженного нами впервые на обратных ВАХ пленочных полупроводниковых струк- турах из CdTe. Для этого нами были разра- ботаны, созданы и исследованы пленочные стру к туры (ПС), имеющие в своей конструк- ции МОП-элементы и барьеры Шоттки. ОСНОВНАЯ ЧАСТЬ Образцы и методика измерения Пленочные структуры с барьером Шоттки бы ли созданы напылением алюминия в ва- кууме (~10–6 Toр) на поверхность крупно- бло чных CdTe-пленок p-типа проводимости, выращенных на молибденовой подложке (Мо). Электрический фронтальный контакт из алюминия (Al) имел толщину 50 Å и пло- щадь S ≈ 1 cm2. Тыловым электричес ким кон тактом являлась Мо-подложка. Пленки p-CdTe имели удельное сопротивление ρ ≈ (2—3)107 Ώ·cm и время жизни неосновных но сителей ~10–6 s. Пленки обладали столб- чатой структурой кристаллитов в направле- нии роста и представляли собой практиче- ски мо нокристалл. Размеры кристаллитов в попе речном сечении составляли от 150 до 200 μm. Толщина пленок p-CdTe была 120— 150 μm, так что их кристаллиты пронизы- вали всю толщину пленки. Проведенные СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2204 ис следо вания показали, что электрофизиче- с кие характеристики пленок весьма чувс- тви тельны к технологическим параметрам их получения. Темновые вольтамперные характеристи- ки (ВАХ), изготовленных ПС, измерялись в прямом и обратном направлениях тока при комнатной температуре. Вольт-фарадные ха рактеристики были измерены на частоте 5 kHz, что позволяло выявить наличие МОП- элементов (структур) в исследуемых ПС. Постоянное время релаксации неравно- весных носителей (τr) было измерено как фо тоэлектрическим методом, так и по ре- лаксации электрического сигнала в режиме холостого напряжения Vcc [3]. При измерении τr фотоэлектрическим ме- тодом были использованы светодиоды, из- лучающие электрома г нитные волны длиной 0,54 μm и 0,69 μm. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ а) Рентгеноструктурный анализ Для проведения анализа ПС и изучения про- цессов переноса носителей заряда в них не- обходимо знать реальное строение исследу- емых образцов. Поэтому необходимо было провести исследование реального строения данной структуры с помощью рентгеностру- к турного фазового анализа (РСФ). Резуль- таты РСФ для Al-p-CdTe-Мо-структуры по казали, что в ней, наряду с основным ве- ще ством (CdTe) и оксидом МоО3, имеется ок сид алюминия Al2O3, который является по лу проводниковым материалом n-типа с шириной запрещенной зоны Eg = 2,7 eV и очень высоким удельным сопротивлением ρ ≈ 1012 Ώ·cm при комнатной температуре [5, 6]. Данные РСФ показывают, что толщина сло ев Al2O3 составляет ~20—30 nm, а CdTe- пленки являются поликристаллическими и базовая Al-p-CdTe-Mo структура имеет реа ль ный вид: Al-Al2O3-p-CdTe-MoO3-Mo (рис. 1) и в ней протяженная база (p-CdTe) ограничена с двух сторон высокоомными широкозонными тонкими окисными слоями n+-Al2O3 и n-MoO3 (рис. 1). б) Вольт-фарадная характеристика пленочной структуры Исследование вольт-фарадных характерис- тик изготовленной пленочной n+-p-n-стру- ктуры, показало наличие в ней МОП-эле ме нта (образования), что подтве р ждают ре зультаты РСФ. Причем C(V)-ха ра к тери стика фиксиру- ет интегральный МОП-эле мент, поскольку исследуемая n+-p-n-стру ктура в своем со- ставе содержит два МОП-элемента (n+-Al2O3 и n-MoO3). По стро енная зависимость C(V) в координатах C–2(V) позволила определить концентрацию равновесных носителей (p0) по известной фор муле [7] , (1) где q-заряд электрона, ε0, εs-диэлектрические постоянные воздуха и полупроводника, S-площадь ПС. Изломы C–2(V)-ха ра к те ри с- тики показали, что приповерхностный слой пленки является неоднородным, и он обра- зован при формировании на ней алюми- ни евого контакта. По наклону изломов C–2(V)-характеристики были определенны концентрации «p0», которые оказались рав- ны p0 ≈ 2,75·1011 cm–3 и p0 ≈ 1,5·1011 cm–3 и по своей величине практически соответствуют концентрации равновесных носителей в ис- ходной пленке, подтверждают этого. Экстра- поляция излома зависимости C–2(V) на ось напряжения позволила определить высо- ту фронтального потенциального барьера МОП-элемента «VD», имевшей величину VD ≈ 0,97 eV. Эти экспериментальные результа- ты показывают, что в исследуемой ПС фрон- тальный МОП-элемент (Al-n+Al2O3-p-CdTe) Mo n-MoO3 p-CdTe n-Al2O3 Al α Рис. 1. Схема реальной Al-p-CdTe-Mo-структуры ( )0 2 2 0 2 S dVp q S d C− = ⋅ ε ε Ш. А. МИРСАГАТОВ, А. С. АЧИЛОВ, Б. Н. ЗАВЕРЮХИН ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2 205 является более качественным в структурном аспекте, и он играет основную роль в элек- тронных процессах, происходящих в данной ПС. с) Анализ обратной и прямой вольтам- перной характеристики ПС При подаче отрицательного потенциала «–» (напряжения смещения Vb) на Al-контакт ПС структура работает в прямом режиме, а при подаче «+» потенциала в запорном режи ме. На рисунке 2a показаны в двойном логари ф мическом масштабе обратная и пря- мая и обратная ВАХ типичной Al-n+-Al2O3- p-CdTe-n-MoO3-Мо-структуры. Анализ ВАХ показывает, что ПС обладает выпрямляющи ми свойствами и ее коэффи- циент выпрямления «K» при фиксированном напряжении сме щения Vb = 25 V примерно равен ≈104. Следовательно, фронтальный МОП-элемент (Al-n+-Al2O3-p-CdTe) явля- ется более качес твен ным (по сравнению с тыльным МОП-эле ментом p-CdTe-n-MoO3- Mo) и этот элемент имеет более высокий ко эффициент ин жекции примерно равный еди нице. Вид об ратной вольтамперной ха- ра к теристики ПС показывает, что она име- ет про тяженный СУ в области напряжений сме щения Vb = 0,3—70 V, в котором величи на тока не пре вы шает величин (6–7)·10–7 A/cm2. Исследова ние этой вольтамперной харак- тери стики ПС позволит раскрыть механизм пе реноса тока, ответственный за ее осо- бенно сти. Вид но, что обратная ВАХ ис сле- ду емой ПС в двойном логарифмическом масштабе состо ит в ос новном из трех участ- ков: 1. Учас ток «А», где имеется зависимость I ~ Vα и α = 0,83; 2. Участок «В» — I ~ Vα, α ≈ 0,003; 3. Участок «С» — I ~ Vα и α ≈ 2 (рис. 3а). I, A 10–3 1×10–4 1×10–5 10–6 10–7 0,01 0,1 1 10 100 Vb, V A \| \|\| D B C 10–6 1 2 10–7 I, A 0,00 0,05 0,10 0,15 Vb, V 10–3 10–4 10 15 20 Vb, V I, A ба в Рис. 2: a — вольтамперная характеристика типичной Al-p-CdTe-Mo-структуры: I — прямая, II —– обратная (T = 300 K), б — обратная ВАХ для первого и второго участков Al-p-CdTe-Mo-структуры в полулогарифмическом масштабе (до сублинейного участка), в — прямая ВАХ для второго участка Al-p-CdTe-Mo-структуры в полу- логарифмическом масштабе СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2206 Известно [8], что для многослойных полу- проводниковых структур с эффектом разви- той аккумуляцией при υa > 0 (υa — скорость биполярного дрейфа) характерны процессы возникновения встречных диффузионных и дрейфовых потоков носителей в ус ло ви ях обо гащения ба зы неравновесными носи те- ля ми. При этом происходит взаимная ком- пен сация этих потоков носителей, если ре- ко м бинаци он но-генерационные процессы иг рают менее значительную роль, чем диф- фу зионный и дрейфовый процессы релакса- ции. В та ких структурах при достаточно низ ком уро вне инжекции (n ≤ N, где n — кон- центрация инжектированных электронов, N = Na – Nd — не компенсированный заряд акцепторных центров) токовая характерис- тика определяет ся линейной зависимостью [9] вида , (2) где w — толщина базы, VT — омическое падение напряжения на сопротивлении вы- со ко омной p-CdTe-базы не измененном ин- жек ционной модуляцией. Считая, что все при ложенное напряжение смещения пада ет на базе ПС, при помощи формулы (1) опре- деляем, что N ≈ 3,2·1010 cm–3 при значениях; q = 1,6·10–19 K, w = 120 μm и μp = 10 cm2/V·s. Эта величина N на порядок меньше, чем кон- центрации равновесных дырок, определен- ные из вольт-фарадной характеристики про водимости CdTe-пленки. Поскольку ве- ли чина N представляет собой концентрацию некомпенсированных акцепторных цен тров, то разница между величинами N и p0 стано- ви тся еще больше. По этой причи не необ- хо димо проанализировать ВАХ, по стро ен - ную в полулогарифмическом масшта бе (см. рис. 2б). Из рис. 2б следует, что вольт ам- пер ная характеристика (до начала поя вле- ния сублинейного участка) состоит из двух учас тков. Первый участок описывается экспонен- циальной зависимостью тока от напряжения смещения типа I = I01 exp(eV/ckT), где показа- тель экспоненты с = 1,09, I01 = 4,1·10–8 A/cm2, на втором участке ток от напряжения также описывается экспоненциальной зависи мо с- тью, но здесь показатель экспоненты c2 ≈ 4 и предэкспоненциалный множитель I02 = 1,2·10–7 A/cm2. Проведенный анализ показал, что на первом участке ВАХ ход зависимость I = f(V) определяется механизмом термоэле- к тронной эмиссии, где термоэлектронный ток описывается формулой [10] (3) здесь , (4) где постоянная Ричардсона A = 12·105 A/ (m2·grad2); VD — высота потенциального ба- рьера; V — напряжение смещения; Используя экспериментальное значение I01 = 4,1·10–8 A/cm2, определенное из пер во- го участка ВАХ при помощи выраже ния (4), находим величину высоты потенци аль ного барьера VD = (0,97 ± 0,02) eV, ко то рое хорошо совпадает с величиной потен ци ального барье- ра, определенного из C(V)-характеристики. Эти результаты под твер ждают, что на пер вом участке ВАХ ме ха низмом проте ка- ния тока является термо э ле ктронно-эми с- си онный механизм. При пло тностях тока 1,8·10–7—7,5·10–7A/cm2 кон центрация инжек- ти рованных электронов в базу ПС из n-p- ге тероперехода (MoO3-CdTe) становится боль ше, чем концентрация равновесных не основных носителей-электронов (n > np). При этом ток в структуре ограничивается ре комбинацией неравновесных носителей и обратная ВАХ описывается формулой I, A 10–3 1×10–4 1×10–5 10–6 10–7 10–8 0 5 10 15 20 Vb, V Рис. 3. Прямая ВАХ Al-p-CdTe-Mo-структуры в полу- логарифмическом масштабе (T = 300 K) /P TI q NV w≈ µ 2 01 DV kTI AT e − = 2 011 1 DV eV eV kT сkT сkTI AT e e I e                 Ш. А. МИРСАГАТОВ, А. С. АЧИЛОВ, Б. Н. ЗАВЕРЮХИН ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2 207 В. И. Стафеева (5), где учитывается сопро- тивление базы [11] , (5) здесь (6) , (7) где b = μn/μp — отношение подвижнос тей электронов и дырок, w — толщина базы, ρ — удельное сопротивление базы, L — дли- на диффузии неосновных носителей. Под- ста вляя экспериментальное значение с = 4 в формулу (6) находим, что: Ln = 31,2 μm, μnτn = 1,5·10–4 cm2/V (произведение подвиж- ности на время жизни электронов) при зна- чениях b = 10 и w = 120 μm. Теперь прове- дем оценку удельного сопротивления базы ρ, используя формулу (7), и находим, что ρ ≈ 1,35·108 Ώ cm, которое по величине почти на порядок больше, чем экспериментальная величина удельного сопротивления CdTe- плен ки. Такое несоответствие в их значе- ниях объясняется тем, что в общее сопро- тивление базы ПС входит и сопротивление обратно смещенного n+-p-гетероперехода ПС. Из этих экспериментальных данных следует, что на втором участке (B) ВАХ в ре лаксационных процессах неравновесных носителей определяющую роль играет диф- фузия. Как видно из рисунка 2a, конец это- го участка непосредственно примыкает к нача лу сублиней ного участка ВАХ. Отсюда следует, что в начале СУ инжектируемые не- равновесные носители также релаксируют за счет рекомбинация электронно-дыроч ных пар. Известно, что для появления СУ в пле- ночной структуре один из переходов должен быть идеальным, а другой не идеальным [8, 9]. В нашей n+-p-n-структуре идеальным переходом является n+-p-гетеропереход и не- идеальным p-n-гетеропереход. Доказатель- ством этого обстоятельства является то, что при включении этого p-n-гетероперехода в пропускном направлении через ПС проте- кает большой ток и коэффициент инжекции этого перехода около единицы. При включе- нии ПС в обратном направлении тока вблизи Al-p-CdTe-контакта аккумулируются элек- троны и также (для сохранения электроней- тральности) дырки, если этот гетеропереход имеет большой потенциальный барьер для эле ктронов. Анализ первого участка (А) ВАХ и вольт-фарадной характеристики пока зал, что действительно для электронов име ется высокий потенциальный барьер VD ≈ 0,97 ± 0,02 eV, который способствует на ко пле нию неосновных неравновесных носи телей заря- да возле него и появлению положительного градиента dn/dx > 0. При этом реализуется условие, когда диффузионный и дрейфо- вый потоки носителей направлены навстре- чу друг другу и в некотором интервале на- пря же ний смещения эти по токи будут не уси ливаться как, обычно, а подавлять друг друга. В результате этого про цесса концен- трация свободных носителей в базе не уве- личивается с ростом Vb, как это бывает при инжекции, а уменьшается и происходит уве- личение сопротивления базы [8, 9]. В исследуемой пленочной структуре СУ об ратной ВАХ начинается с напряжения сме щения Vb ≈ 0,3 V и простирается до Vb ≈ 70 V. При этом ток в ПС практически остает- ся постоянным, и он слабо изменяет ся от величины 6,7·10–7 A/cm2 до 6,9·10–7 A/cm2, увеличиваясь лишь на ~2·10–8 A/cm2. В то же время сопротивление базы на СУ возрас- тает примерно в 250 раз. В таких пленочных структурах важную роль играют оба типа сво бодных носителей и в связи с этим не о- б хо димо выявление природы их релаксации на СУ, т. е. определение в результате каких физических процессов про исходят эти ре- ла ксации. Важнейшей ха ра ктеристикой в пле ночных структур является биполярная скорость дрейфа свободных носителей υa, которая весьма чувствительна к внешним воз действиям и также к изменению процес- сов заполнения глубоких приме сей. Общее выражение для скорости биполярного дрей- фа достаточно сложное (см. например [9, 12]) (8) , ( )02 exp /I I qV c kT= ⋅ ⋅ ⋅ ( ) ( )2 / 1 / 1c b ch w L b= + ⋅ + + ( ) ( )( ) (( ) / / / 2 1 tg / 2 cI kT q b ch w L b L w L = ×  × ⋅ + ⋅ ⋅ρ ⋅ ⋅  1 n p a n p d n p dE dE p MN p M E dx p dx M p  µ µ υ = ×  µ + µ      ∂ ∂ × − ε − ε + −     ∂ ∂      СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2208 где М-концентрация дырок, захваченных глу- бокими примесями. Для простоты анализа в данном случае выбран один тип глубоко го уро вня центров прилипания для дырок, так что M = Nt ftp, где Nt — концентрации цен- тров прилипания, ftp = p/(p + p1t) — вероят- ность заполнения этого уровня дырками, p1t = Nvexp((Ev – Et)/kT) — статический фактор Шокли-Рида. Первый член уравнения, про- порциональный Nd, в формуле (8) описыва- ет режим омической релаксации объемного заряда, а второй член этого уравнения, свя- занный с изменением поля dE/dx, описывает диэлектрическую релаксацию объемного за- ряда, третий член отражает только процесс модуляции заполнения глубоких примесей. Проведенная оценка для омической релакса- ции объемного заряда по формуле (8) по- казывает, что величина υa ≈ 8,3·103 cm/s, а время пролета от катода до анода пленоч- ной структуры составляет ~1,4·10–4 s. При оцен ке предполагалось, что концентрация не компенсированных акцепторных центров Na * = Na – Nd в базе -p-CdTe превышает на по рядок концентрацию свободных дырок p0 ≈ 2,7·1011cm–3, хотя для сильно компенси- рованных полупроводников принято счи- тать, что параметр p0 ≈ Na . Для упрощения расчета время диэлектри- ческой релаксации оценивалось по формуле (9) [13] τm = ɛs·ɛ0·ρ, (9) и оно оказалось равным ~2,4·10–4 s при сле- дующих значениях параметров: εs = 10 для CdTe, ε0 = 8,85·10–14 F/cm и ρ ≈ 2,7·107 Ώ·cm. Удельное сопротивление CdTe-пленки опре- делялось по величинам тока и напряжения, соответствующим началу первого участка ВАХ. Влияние параметров третьего члена фор мулы (8) на скорость биполярного дрей- фа оценивалось следующим образом. Счи- та лось, что этот член является главным и оп- ре деляется только модуляцией за пол нения глу боких примесей, в качестве ко торых всту пают центры прилипания элек тронов с фа ктором прилипания γ = Nt / n1t ˃˃ 1 и при n ˂ n. В этом случае выражения для амби- полярной скорости дрейфа и коэффициен- та диффузии упрощаются [9] и имеют вид: Da ≈ Dn и υaaIc Da (10) где , , (11) где Da — коэффициент диффузии амбиполяр- ной проводимости, Dn — коэффициент диф- фузии для электронов, Iс — плотность тока, Nt — концентрация уровней прилипания эле к тронов. При этом сублинейный участок ВАХ имеет следующий простой аналитиче- ский вид , (12) где V0 — падение напряжения на аккуму- лирующем контакте, α — некий параметр, w — толщина базы. Таким образом, полу- ченные простые формулы (10) для υa, ВАХ (12) и наличие зависимости параметра а от концентрации глубоких примесей Nt (см. уравнение (11)) позволили легко оценить ско рость биполярного дрейфа и концентра- цию глубоких примесей из эксперимента. Они оказались, соответственно, равны: α ≈ 2,5·1010 cm/A, υa ≈ 4,2·104 cm/s и Nt ≈·107cm–3, а величина времени пролета через базу стру- ктуры при такой скорости биполярного дрей- фа оказалась равна ~2,8·10–5 s. Время пролета (τt) инжектируемых электронов через базы структуры оценивалось для начала СУ. Оцен- ка показывает, что τt ≈ w/(μn·E) = 4,8·10–6 s при значениях: V ≈ 0,3 V, μn = 100 cm2/V·s и w = 120 μm. Согласно данным второго участ- ка ВАХ время жизни электронов составляет τn ≈ 1,5·10–6 s при значении μn ≈ 100 cm2/V·s. Отсюда следует, что инжектированные элек- троны из n+-p-гетероперехода в базу релакси- руют преимущественно за счет рекомбина- ции с дырками в течение времени пролета че рез базу. Это подтверждает проведенный эк сперимент по релаксацию фототока и эле- к трического сигнала в режиме холостого на- пряжения Vcc в начале СУ [3]. Было обнару- жено, что релаксационная кривая состоит из двух кривых, наклон которых дают времена ре лаксации, соответственно τr1 ≈ 2,1·10–6 s и τr2 ≈ 4,3·10–6 s. Эти величины близки к вы ше приведенным значениям времени жизни и времени пролета неравновесных носителей * 1 n t t n p n n Nµ = + µ +µ tn NqD a 2 1 = ( )0 exp сV V I w= α Ш. А. МИРСАГАТОВ, А. С. АЧИЛОВ, Б. Н. ЗАВЕРЮХИН ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2 209 через базу, что подтверждает пра виль ность сде ланного предположения о ме ха низме ре- лаксации. Ниже рассматривает ся динами ка изменения этих характеристичес ких времен при повышении величины эле к три ческого поля в базе для СУ обратной ВАХ. Проа- на лизируем изменение величи ны скорос- ти биполярного дрейфа, когда каж дый член в фор муле (8) играет доминирующую роль. Естественно, что повышение величи- ны элек трического поля в базе приводит к увели чению величины υa. При этом глубо- кие уровни прилипания переходят в ранг ре комбинационных центров и концентра- ция равновесных дырок уменьшается. В ре зультате этого сложно оценить истинную ве личину времени омической релаксации. По вышение величины поля в базе ПС, обу- с ло вленное возрастанием её сопротивления, (см. формулу (9)) приводит к увеличению вре мени диэлектрической релаксации при- мер но в двести пятьдесят раз. Согласно фор муле (10) скорость биполярного дрейфа ос тается почти постоянной на СУ, когда она определяется исключительно модуляцией глу боких примесных уровней. Повышение величины электрического поля сильно вли- яет на время пролета неравновесных инжек- тированных электронов через базу. Доказа- тельством является расчет времени пролета, которое оказалось равно ~2·10–8·s для конца СУ. На этом участке ВАХ измеренное время релаксации неравновесных носителей со- ста вляет τr ≈ 2,8·10–8 s, что совпадает с рас- четной величиной времени пролета. Отсюда становится очевидным, что в электрических полях для конца СУ в релаксационных про- цессах определяющую роль играет время пролета и доминирующим в ПС является дрейфовый ток. С другой стороны анализ участка «С» ВАХ, идущий вслед за СУ «В» подтверждает это, так как участок «С» име- ет квадратичную зависимость тока от напря- жения смещения (см. рис. 2а). При высоком уровне инжекции, когда концентрация не- рав новесных носителей вблизи инжектиру- ю щего перехода сильно увеличивается, (и поэтому даже в неидеальных переходах) оп- ределяющую роль в процессах переноса око- ло границы слоя объемного заряда начи на ет играть дрейф носителей [12]. Проводимость базы увеличивается медленнее, чем растет ток, и ВАХ существенно отличается от экс- поненциальной зависимости. Известно, что для длинных диодов ВАХ описывается сте- пенным законом (для базы p-типа) [13]: . (13) Приведенная оценка времени релаксации по формуле (13) дает величину τr = 9,7·10–9 s (по экспериментальным данным из начала квадратичного участка «С» ВАХ) при значе- ниях: Ic = 8,6·10–7 A/cm2, V = 85,4 V, q = 1,6·10–19 K, величины μn, μp, соответственно, равны 100 cm2/V·s и 10 cm2/V·s, pp ≈ 1010cm–3), что практически совпадает со временем пролета (~2·10–8·s.), определенного по данным конца СУ. При вычислениях использованная ве- личина pp почти на порядок больше, чем ее величина для СУ, так как формула (13) спра- ведлива при высоких уровнях инжекции. Что касается разницы их значений в два ра за, то это объясняется не прецизионной точ ностью определения рабочей площади ис следуемой ПС и концентрации инжекти ро ванных но- сителей. Подтверждением тому, являет- ся величина времени пролета τt ~ 2·10–8·s, вычисленная при тех же значениях подвиж- ности неосновных носителей и Vb. Проведен- ный анализ полностью подтверждает, что начиная с конца СУ, в релаксационных про- цессах доминирующую роль играет время пролета и основной компонентой тока в ПС является дрейфовый ток. Теперь проанализируем прямую ВАХ, ко торая проведена на рис. 2а в двойном ло- гарифмическом масштабе. Из этого рисун- ка видно, что прямая ветвь ВАХ имеет два участка: участок (D) линейной зависимос ти тока от напряжения смещения и участка (F) экспоненциальной зависимости тока от Vb. Определенное из линейного участка (D) зна- чение удельного сопротивления ба зы струк- туры равно ρ ~ 2·107 Ώ·cm, а p0 ≈ 3·1011 cm–3. Эти величины согласуются с величинами удельного сопротивления исходной CdTe- плен ки и концентрацией равновесных носи телей дырок, определенной из вольт- фа рад ной характеристике (2,7·1011 cm–3). ( ) ( ) ( )2 39 / 8 /p p n pI q p n V w= − µ µ τ СУБЛИНЕЙНЫЕ ОБРАТНЫЕ ВАХ ТОЛСТЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ CdTe ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2210 Второй участок (F) прямой ВАХ (рис. 2а), построенной в полулогарифмическом мас- штабе (см. вставка на рис. 2с), показыва- ет, что он описывается экспоненциальной зависимос тью I = I0exp(qV/ckT), где c ≈ 100 и I0 = 2,6·10–5 A/cm2. Переход от линейного участка (D) к экспоненциальному участку (F) (где большая величина показателя экспонен- ты c ≈ 100) показывает появление вы сокого уровня инжекции и падение значи тель ной части приложенного напряжения смещения на базе ПС. Такой вид ВАХ объясняется в рамках теории Стафеева В. И, представлен- ной формулами (5), (6), (7). Про веденная оцен ка при помощи формулы (6), показала, что отношение толщины базы к длине диф- фузии электронов w/Ln ≈ 7,6, а величины Ln ≈ 15,8 μm и μnτn ≈ 10–4 cm2/V. При этом отме- тим, что полученное значение w/Ln ≈ 7,6 поч- ти в два раза больше, а величина Ln ≈ 15,8 μm в два раза меньше, чем их оцененные зна- чения w/Ln ≈ 4, Ln ≈ 30 μm, рассчитанные из обратной ВАХ. Такая разница их значений объясняется перезарядкой глубоких примес- ных центров с ростом уровня инжекции, к тому же на втором участке (F) прямой ВАХ плотность тока на четыре порядка больше, чем на втором участке (B) обратной ВАХ. Кро ме этого, следует указать, что в прямом направлении тока отсутствует сублинейная зависимость тока от напряжения смещения. Это свидетельствует, что p-n-гетеропереход не идеален, прозрачен для электронов и не по зволяет им накапливаться возле него до та кой величины, которая бы, способствова- ла возникновению диффузионного потока не равновесных носителей, движущегося на- встречу дрейфовому потоку, идущего от n+- p-гетероперехода. ЗАКЛЮЧЕНИЕ Созданы ПС из крупноблочных пленок тел- лурида кадмия с длиной диффузии электро- нов Ln ≈ 30 μm, что намного больше, чем у ана логов. Установлено, что реальное строе- ние ПС из крупноблочных CdTe-пленок име ет вид: Al-n+-Al2O3-p-CdTe-n-MoO3-Mo. Такая ПС представляется как n+-p-n-стру- к тура, p-CdTe-база, имеющая с двух сто- рон МОП- типа Al-n+-Al2O3-p-CdTe и Mо n-MoO3 p-CdTe. При включении такой ПС в обратном направлении тока на ВАХ появ- ля ется протяженный СУ. Появление СУ объ ясняется возникновением встречных дрей фового и диффузионного потоков в p-CdTe-базе, компенсирующих друг друга. Этот процесс сопровождается инжекци- ей электронов из тылового МОП-элемента (Mo-MoO3-p-CdTe) пленочной структуры и обуславливается непрозрачностью фрон- таль ного МОП-элемента (Al-Al2O3-p-CdTe) так как здесь для электронов существует вы сокий потенциальный барьер VD ≈ 0,97 ± 0,02 eV. Процесс компенсации встречных диф фузионных и дрейфовых потоков приво- дит к возрастанию сопротивления базы в ши роком диапазоне напряжений смещения и появлению СУ. Установлено, что инжекти- ро ванные неравновесные носители заряда (в электрических полях для начала СУ) ре- ком бинируют в базе ПС за время пролета че рез нее. В электрических полях для конца СУ релаксационные процессы в базе оп ре- де ляются исключительно временем этим вре менем пролета. В этом случае до ми ни- ру ющим током в ПС является дрейфовый ток. Этот вывод также подтверждает вели- чи на времени релаксации, вычисленная из учас тка ВАХ следующего за СУ. Таким об- ра зом, механизмом возникновения СУ свя- зан с инжекцией электронов из тыловой об- лас ти структуры и возникновением в ба зе ПС встречных диффузионных и дрейфо вых то ков, компенсирующих друг друга. Соз- дан ные на основе теллурида кадмия ПС, ис пользующие эффект «инжекционного» обе днения базы, могут быть использованы для разработки приемников излучений с про тяженной чувствительной областью для ре гистрации низкоэнергетических ядерных час тиц, γ, Х-излучений и т. д. ЛИТЕРАТУРА 1. Leiderman A. Yu., Karageorgy-Alkalaev P. M. // Phys. Status Solidi A 51, 63 (1979). 2. Усмонов Ш. Н., Мирсагатов Ш. А., Лейдер- ман А. Ю. Исследование вольт-амперной ха рактеристики гетероструктуры n-CdS/p- CdTe в зависимости от температуры // ФТП. — 2010. — Т. 44, вып. 3. — С. 330—334. 3. Davies L. W. Proc., IEEE, 51, 1637 (1963). Ш. А. МИРСАГАТОВ, А. С. АЧИЛОВ, Б. Н. ЗАВЕРЮХИН ФІП ФИП PSE, 2014, т. 12, № 2, vol. 12, No. 2 211 4. Мирсагатов Ш. А., Музафарова С. А., Ачи- лов А. С., Мовлонов А. А. Исследование про межуточных слоёв диода с барьером Шот тки Al-pCdTe-Мо // ФИП — 2012. — Т. 10, № 1. — С. 78—84. 5. Физико-химические свойства окислов. Спра - вочник / Под. Ред. Самсонова Г. В. — М.: Металлургия, 1978. — С. 52 6. Миркин Л. И. Справочник по рентгеностру- к турному анализу поликристаллов. — М.: Физматлит, 1961. — 863 с. 7. Кишенов В. Г., Вольт-фарадные измерения параметров, «ШТИИНЦА», 1987. — 65 с. 8. Адирович Э. И., Карагеоргий-Алкалаев П. М., Лейдерман А. Ю. Токи двойной ин же к- ции в полупроводниках. — М.: Сов. ра дио, 1978. — 320 с. 9. Лейдерман А. Ю., Карагеоргий-Алкала- ев П. М. «Фоточувствительность по лу про- вод ни ковых структур с глубокими приме- сями». Ташкент: Издательство «ФАН» Уз. ССР, 1981. — 199 с. 10. Зи. С. Физика полупроводниковых прибо- ров. — М.: «Мир». — 1984. — Т. 1. — 455с. 11. Стафеев В. И., Адирович Э. И., Карагеор- гий-Алкалаев П. М., Лейдерман А. Ю. // ФТТ. — 1961. — Т. 3. — С. 2513—2518. 12. Орешкин П. Т. Физика полупроводников и диэлектриков. — М.: «ВЫСШАЯ ШКОЛА», 1977. — 418 с. 13. Викулин И. М., Стафеев В. И. Физика по- лупроводниковых приборов. — М.: Сов. радио, 1980. — 296 с. LITERATURA 1. Leiderman A. Yu., Karageorgy-Alkalaev P. M. Phys. Status Solidi A 51, 63, 1979. 2. Usmonov Sh. N., Mirsagatov Sh. A., Lej der- man A. Yu. Issledovanie vol’t-ampernoj ha- ra kteristiki geterostruktury n-CdS/p-CdTe v zavisimosti ot temperatury // FTP. — 2010. — Vol. 44, Vyp. 3. — P. 330—334. 3. Davies L. W. Proc., IEEE, 51, 1637, 1963. 4. Mirsagatov Sh. A., Muzafarova S. A., Achi- lov A. S., Movlonov A. A. Issledovanie pro- me zhutochnyh sloev dioda s bar’erom Shottki Al-pCdTe-Mo // FIP — 2012. — Vol. 10, No. 1. — P. 78—84. 5. Fiziko-himicheskie svojstva okislov. Spra vo- ch nik / Pod. Red. Samsonova G. V. — M.: Me- tal lurgiya, 1978. — P. 52. 6. Mirkin L. I. Spravochnik po ren tge no stru k- turnomu analizu polikristallov. — M.: Fiz mat- lit, 1961. — 863 p. 7. Kishenov V. G., Vol’t-faradnye izmereniya parametrov, «ShTIINCA», 1987. — 65 p. 8. Adirovich E. I., Karageorgij-Alkalaev P. M., Lej derman A. Yu. Toki dvojnoj inzhekcii v po lu provodnikah. — M.: Sov. radio, 1978. — 320 p. 9. Lejderman A. Yu., Karageorgij-Alkalaev P. M. «Fotochuvstvitel’nost’ poluprovodnikovyh stru- ktur s glubokimi primesyami». Tashkent, Iz- datel’stvo «FAN» Uz.SSR, 1981. — 199 p. 10. Zi. S. Fizika poluprovodnikovyh priborov. — M.: «Mir». — 1984. — T. 1. — 455 p. 11. Stafeev V. I., Adirovich E. I., Karageorgij- Al ka laev P. M., Lejderman A. Yu. // FTT. — 1961. — Vol. 3. — P. 2513—2518. 12. Oreshkin P. T. Fizika poluprovodnikov i di- e lektrikov. — M.: «VYSShAYa ShKOLA», 1977. — 418 p. 13. Vikulin I. M., Stafeev V. I. Fizika po lu - provodnikovyh priborov. — M.: Sov. ra dio, 1980. — 296 p.

Сублинейные обратные ВАХ толстых пленочных структур на основе CdTe

Репозитарії

Схожі ресурси