Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры

Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры

Приведены результаты исследований вольт-амперной характеристики структуры Al-p-CdTe-Mo с протяженной базой (w = 120 μm) в зависимости от температуры. Показано, что такая структура имеет протяженный сублинейный участок высокого значения на обратной вольт-амперной характеристике, который практически н...

Full description

Saved in:
Bibliographic Details
Date:2015
Main Authors: Ачилов, А.С., Мирсагатов, Ш.А.
Format: Article
Language:Russian
Published: Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2015
Series:Физическая инженерия поверхности
Online Access:http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/108757
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:Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры / А.С. Ачилов, Ш.А. Мирсагатов // Физическая инженерия поверхности. — 2015. — Т. 13, № 3. — С. 298-312. — Бібліогр.: 31 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
id irk-123456789-108757
record_format dspace
spelling irk-123456789-1087572016-11-16T03:02:26Z Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры Ачилов, А.С. Мирсагатов, Ш.А. Приведены результаты исследований вольт-амперной характеристики структуры Al-p-CdTe-Mo с протяженной базой (w = 120 μm) в зависимости от температуры. Показано, что такая структура имеет протяженный сублинейный участок высокого значения на обратной вольт-амперной характеристике, который практически не изменяет свою форму в области температур 173–373 К. Результаты объясняются в рамках диффузионного и дрейфового механизмов переноса тока учитывающих возможность обмена свободными носителями внутри рекомбинационного комплекса. Наведено результати досліджень вольт-амперної характеристики структури Al-p-CdTe-Mo з протяжною базою (w = 120 μm) залежно від температури. Доведено, що ця структура має протяжну сублінійну ділянку високого значення на зворотній вольт-амперній характеристиці, яка практично не змінює свою форму в діапазоні температур 173–373 К. Результати пояснюються в межах дифузійного та дрейфового механізмів переносу струму, що враховують можливість обміну вільними носіями всередині рекомбінаційного комплексу. The results of investigations voltage characteristic structure of Al-p-CdTe-Mo with an extended base (w = 120 μm), depending on the temperature. It is shown that such a structure has an extended sublinear portion of high value on the reverse current-voltage characteristic, which is almost does not change its shape at temperatures of 173–373 K. The results are explained in terms of the diffusion and drift mechanisms of current transport takes into account the possibility of exchanging free carrier recombination inside the complex. 2015 Article Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры / А.С. Ачилов, Ш.А. Мирсагатов // Физическая инженерия поверхности. — 2015. — Т. 13, № 3. — С. 298-312. — Бібліогр.: 31 назв. — рос. 1999-8074 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/108757 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 Приведены результаты исследований вольт-амперной характеристики структуры Al-p-CdTe-Mo с протяженной базой (w = 120 μm) в зависимости от температуры. Показано, что такая структура имеет протяженный сублинейный участок высокого значения на обратной вольт-амперной характеристике, который практически не изменяет свою форму в области температур 173–373 К. Результаты объясняются в рамках диффузионного и дрейфового механизмов переноса тока учитывающих возможность обмена свободными носителями внутри рекомбинационного комплекса.
format Article
author Ачилов, А.С.
Мирсагатов, Ш.А.
spellingShingle Ачилов, А.С.
Мирсагатов, Ш.А.
Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
Физическая инженерия поверхности
author_facet Ачилов, А.С.
Мирсагатов, Ш.А.
author_sort Ачилов, А.С.
title Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
title_short Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
title_full Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
title_fullStr Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
title_full_unstemmed Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры
title_sort температурная зависимость обратной ветви вах al-p-cdte-mo структуры
publisher Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate 2015
url http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/108757
citation_txt Температурная зависимость обратной ветви ВАХ Al-p-CdTe-Mo структуры / А.С. Ачилов, Ш.А. Мирсагатов // Физическая инженерия поверхности. — 2015. — Т. 13, № 3. — С. 298-312. — Бібліогр.: 31 назв. — рос.
series Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv AT ačilovas temperaturnaâzavisimostʹobratnojvetvivahalpcdtemostruktury
AT mirsagatovša temperaturnaâzavisimostʹobratnojvetvivahalpcdtemostruktury
first_indexed 2025-07-07T22:01:20Z
last_indexed 2025-07-07T22:01:20Z
_version_ 1837027222978822144
fulltext ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3298 © Ачилов А. С., Мирсагатов Ш. А., 2015 298 детекторов рентгеновского (Х) и γ-излучений. Большие атомные номера компонент этого материала и ширина запрещенной зоны обеспечивают более высокую эффективность регистрации ядерных излучений CdTe детек- торами без охлаждения по сравнению с Si и Ge детекторами. Монокристаллические CdTe и Cd1–xZnxTe детекторы уже показали свои преимущества перед Si и GaAs детекто- рами и с успехом применяются для спектро- метрии X и γ-излучений. В последние годы УДК 53.043, 53.023.539.234 ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ А. С. Ачилов, Ш. А. Мирсагатов Физико-технический Институт, Научно-производственное объединение «Физика-Солнце» Академия Наук Узбекистана Поступила в редакцию 24.06.2015 Приведены результаты исследований вольт-амперной характеристики структуры Al-p-CdTe- Mo с протяженной базой (w = 120 µm) в зависимости от температуры. Показано, что такая структура имеет протяженный сублинейный участок высокого значения на обратной вольт- амперной характеристике, который практически не изменяет свою форму в области темпера- тур 173–373 К. Результаты объясняются в рамках диффузионного и дрейфового механизмов переноса тока учитывающих возможность обмена свободными носителями внутри рекомби- национного комплекса. Ключевые слова: вольт-амперная характеристика, рекомбинационный комплекс, теллурид кадмия, фотоэлемент. ТЕМПЕРАТУРНА ЗАЛЕЖНІСТЬ ЗВОРОТНЬОЇ ГІЛКИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРИ А. С. Ачілов, Ш. А. Мірсагатов Наведено результати досліджень вольт-амперної характеристики структури Al-p-CdTe-Mo з протяжною базою (w = 120 μm) залежно від температури. Доведено, що ця структура має протяжну сублінійну ділянку високого значення на зворотній вольт-амперній характеристиці, яка практично не змінює свою форму в діапазоні температур 173–373 К. Результати пояс- нюються в межах дифузійного та дрейфового механізмів переносу струму, що враховують можливість обміну вільними носіями всередині рекомбінаційного комплексу. Ключові слова: вольт-амперна характеристика, рекомбінаційний комплекс, телурид кадмію, фотоелемент. THE TEMPERATURE DEPENDENCE OF THE REVERSE BRANCH OF THE CVC Al-p-CdTe-Mo STRUCTURE A. S. Achilov, Sh. A. Mirsagatov The results of investigations voltage characteristic structure of Al-p-CdTe-Mo with an extended base (w = 120 μm), depending on the temperature. It is shown that such a structure has an extended sublinear portion of high value on the reverse current-voltage characteristic, which is almost does not change its shape at temperatures of 173–373 K. The results are explained in terms of the diffusion and drift mechanisms of current transport takes into account the possibility of exchanging free carrier recombination inside the complex. Keywords: current-voltage characteristic, the recombination complex, cadmium telluride, solar cell. ВВЕДЕНИЕ Теллурид кадмия p-типа проводимости явля- ется оптимальным материалом для создания фотоэлементов наземного применения. Его ширина запрещенной зоны, составляющая 1,45 eV, хорошо соответствует максимуму спектра солнечного излучения. Поэтому СЭ с базовым слоем из теллурида кадмия имеют самый высокий теоретический коэффициент полезного действия — 29 % [1]. Теллурид кад- мия также широко применяется для создания А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 299 на основе CdTe и Cd1–xZnxTe-материалов на- чали интенсивно разрабатываться детекторы с барьером Шоттки [2–4]. Существенным преимуществом таких детекторов являют- ся малые темновые токи (~10–7A) и высокие рабочие температуры (T ≥ 300 K). Кроме этого, детекторы на основе диодов с барье- ром Шоттки могут регистрировать кванты с энергией до 1 MeV и выше, предельным энергетическим разрешением [5]. Однако детекторные монокристаллы со- единений А2В6 имеют недостатки. Основным недостатком таких монокристаллов явля- ется наличие в них значительного количе- ства дефектов различной природы, которые уменьшают времена жизни носителей заряда и ухудшают функциональные характеристики детекторов. Крупноблочные поликристаллические CdTe-пленки со столбчатой структурой зерен (кристаллитов) обладают уникальными свой- ствами. Основным преимуществом такого материала является то, что его кристаллиты в направлении вертикального роста обладают свойствами монокристаллов, а в горизонталь- ном направлении свойствами поликристал- лов. Границы между кристаллитами являются стоками для дефектов различного рода, что может привести к увеличению времени жизни неосновных носителей заряда в кристалли- тах. Создание на основе таких материалов солнечных элементов и полупроводниковых структур с протяженной базой, в которой ток практически остается постоянной при изме- нении напряжения смещения в широком ди- апазоне, является актуальной задачей. Целью данной работы является иссле- дование электронных процессов и влияние температуры на кинетические параметры диодной структуры с протяженной базой (p- CdTe), толщина которой намного превышает длину пробега ядерных частиц слабой энергии, и обеспечивает малые темновые токи при изменении температуры в широком диапазоне. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЯ Пленочные структуры с барьером Шоттки Al- p-CdTe-Mo были созданы путем напыления алюминия в вакууме (~10–6) на поверх- ность крупноблочных CdTe-пленок p-типа проводимости. Фронтальный Al-контакт имел толщину 50 Å и площадь S ≈ 1 cm2. Тыловой контакт изготовлялся из мо- либдена. Пленки p-CdTe имели удельное сопротивление ρ ≈ (2–3)107 Ω·cm. Пленки об- ладали столбчатой структурой кристаллитов в направлении роста и представляли собой практически монокристалл. Размеры крис- таллитов в поперечном сечении составляли от 150 до 200 μm. Толщина пленок p-CdTe была 120–150 μm, так что их кристаллиты пронизывали всю толщину пленки. Проведенные исследования показали, что электрофизические характеристики пленок весьма чувствительны к технологическим параметрам их получения. Крупноблочные пленки p-CdTe получали методом газо- транспортной эпитаксии в потоке водорода. В этой методике основными технологичес- кими параметрами являются температура источника испарения (Tи), подложки (Tп), гра- диент температуры между источником и по- дложкой, длительность испарения, а также скорость потока водорода и скорость охлаж- дения пленки. Среди этих параметров осо- бое место занимает температура подложки. Изменение Tп при постоянстве значений других параметров сильно влияет на размер и на характер упаковки кристаллитов, что сильно влияет на электрофизические и ки- нетические параметры пленок. Например, при температуре подложки ~560–580 °C (1-й режим) размер кристаллитов состав- ляет ~100–150 μm, а при Tп ≈ 630–670 °C (2-й режим) эта величина достигает 150– 200 μm при одних и том же значениях дру- гих технологических параметров. Пленки, выращенные при первом технологическом режиме, имели удельное сопротивление ρ ≈ 108 Ω·cm и время релаксации неравновесных носителей τn ≈ 10–8 s, а для второго техноло- гического режима их значения, соответствен- но, равны ~2∙107 Ω·cm и τn ≈ 10–7 s. Отметим, что с увеличением температуры подложки количество кристаллитов с ориентацией в направлении (III) резко увеличивается. Далее приводятся результаты исследования структуры Al-p-CdTe-Mo, полученные на основе пленок p-CdTe по второму техноло- гическому режиму, так как они интересны в плане приборной разработки. ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3300 Вольтамперные характеристики (ВАХ) изготовленных детекторных структур изме- рялись в прямом и обратном направлении тока в темноте при температурном диапазоне 173–373 K. Вольт-фарадные С(V) характерис- тики были измерены на частоте 5 kHz, что позволяло выявить наличие МОП-элементов (структур) в исследуемых образцах. Постоянное время релаксации не рав- новесных носителей (τn) было измерено как фотоэлектрическим методом, так и по ре- лаксации электрического сигнала в режиме холостого напряжения Vcc [6, 7]. При изме- рении τn фотоэлектрическим методом были использованы светодиоды, излучающие электромагнитные волны длиной 0,54 μm и 0,69 μm. На светодиоды с импульсного ге- нератора подавались «П» образные импульсы длительностью 100 микросекунд и с крутиз- ной фронтов не более 2 × 10–8 s. Скважность между «П» образными импульсами состав- ляла 104–103 s. При измерении τn методом ре- лаксации электрического сигнала также от генератора калиброванных импульсов Г5-53 подавались «П» образные импульсы с ампли- тудой 60–80 mV и длительностью 100–200 μs. Крутизна фронтов таких импульсов состав- ляла не более 2 × 10–8 s, а скважность — не менее 5 × 104 s. Проведенное исследование рентгенострук- турного фазового анализа Al-p-CdTe-Mo- структуры позволил установить ее реальное строение, а именно: Al-Al2O3-p-CdTe-MoO3 {(или твердый раствор (CdTe)1– x–yMox(MoO3)y} -Mo (рис. 1а) [8]. Такая транзисторная структура в окончательном виде представ- ляется как n+-p-n-структура (рис. 1б), база (p-CdTe) которой с двух сторон контактирует с широкозонными тонкими окисными слоями n-Al2O3 и n-MoO3 или твердым раствором (CdTe)1–x–yMox(MoO3) [9]. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ Вольтамперная характеристика При подаче отрицательного потенциала «–» (напряжения смещения Vb) на Al-контакт структура работает в прямом режиме, а при по- даче «+» потенциала в запорном режиме. Ана- лиз ВАХ показывает, что структура обладает выпрямляющими свойствами и ее коэффициент выпрямления «K» (определяемый как отно- шение прямого и обратного тока при фикси- рованном напряжении смещения Vb = 25 V), составляет K ≈ 104– 105 (рис. 2). Отсюда следует, что фронтальный n+-p-гетеропереход обладает более высокими инжекционными свойствами по сравнению с тыльным гетеропереходом. Прямая ВАХ имеет два участка; I ~ V, и I ~ Vβ, где β = 4,9, а обратная ВАХ имеет три участка: 1) I = I01 exp (qV/ckT), где с = 3,7; 2) I ~ Vβ β = 0,005 (сублинейный участок) и 3) I ~ Vβ, где β = 4,7. а б Рис. 1. a — схема реальной Al-p-CdTe-Mo-структуры, б — схема n+-p-n структуры Mo n-MoO3 p-CdTe n-Al2O3 Al α n-Al2O3 Al p-CdTe Mo n*-MoO3 I, A 10–3 1×10–4 1×10–5 10–6 10–7 0,01 0,1 1 10 V, V 100 III II I III II I II Рис. 2. Вольтамперная характеристика типичной Al- p-CdTe-Mo-структуры при комнатной температуре: I — прямая, II — обратная (T = 300 K) А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 301 Обратная ветвь вольтамперной характеристики При включении структуры Al-p-CdTe-Mo в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок на вольт- амперной характеристике (ВАХ) (см. рис. 2). Показано, что появление сублинейного участ- ка на обратной ВАХ связано с инжекцией электронов из тылового МОП-контакта и воз- никновением в базе (p-CdTe) диффузионных и дрейфовых токов, направленных про- тивоположно друг другу [10], а также расширением слоя объемного заряда. Ком- пенсация дрейфовых и диффузионных по- токов неравновесных носителей заряда приводит к возрастанию сопротивления базы в широком диапазоне напряжения смещения (Vb ≈ 0,3–70 V). При этом ток ос- тается почти постоянным ~6,7·10–7A/cm2 в начале и в конце ~6,9·10–7A/cm2 сублиней- ного участка при комнатной температуре. Такая структура с протяженной базой может быть использована для создания детекторов ядерных излучений и переключательных устройств. Для создания приборных устройств на основе такой структуры необходимо знать влияние внешнего воздействия на выходные параметры структуры, в том числе, на ста- бильность ВАХ. Поэтому была исследована температурная зависимость обратной ВАХ, которая приведена на рис. 3. Проведенный анализ показывает, что на первом участке ток в структуре ограничивается рекомбина- цией неравновесных носителей (НН) в базе (p-CdTe) и обратная ВАХ описывается фор- мулой В. И. Стафеева [11], где учитывается сопротивление толщины базы I = I02·exp(qV/c·kT), (1) где c = (2b + ch·w/L + 1)/(b + 1), (2) Ic = (kT/q)·(Sb·ch(w/L))/ /[(2(b + 1)·L·ρ·tg·w/2L)], (3) здесь b — μn/μp — отношение подвижнос- тей электронов и дырок, ρ — удельное со- противление базы, L — длина диффузии неосновных носителей, S — активная пло- щадь структуры. Подставляя экспериментальное зна- чение с = 3,7 в формулу (2) находим, что: Ln = 5,4 μm и μnτn = 1,17 × 10–5 cm2/V (про- изведение подвижности на время жизни электронов) при значениях: b = 10 [12] и w = 9,4 µm при комнатной температуре. При этом в качестве базы использована толщина объемного заряда. Вольт-фарадная характе- ристика структуры Al-p-CdTe-Mo, снятая при частоте тестового сигнала f = 5 kHz (рис. 4а, б), дает толщину объемного заряда ≃ 9,4 µm 1×10–4 I, A 1×10–5 10–6 10–7 10–8 10–9 0, 01 0,1 1 10 V, V 100 373 K 353 K 333 K 313 K 293 K 273 K 253 K 233 K 213 K 193 K 173 KIII II I Рис. 3. Обратная ВАХ в зависимости от температуры С, F 1,0×10–10 8,0×10–11 6,0×10–11 4,0×10–11 –10 –5 V, V 0 5 10 а 1/C2, F–2 5×1020 4×1020 3×1020 2×1020 1×1020 –10 –5 V, V 0 5 10 б Рис. 4. a — вольт-фарадная характеристика типич- ной Al-p-CdTe-Mo-структуры при частоте f = 5 kHz (T = 300 K), б — зависимость C(V) в координатах 1/С2 от V Al-p-CdTe-Mo-структуры при частоте f = 5 kHz (T = 300 K) ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3302 носителей в исходной пленке. Экстраполяция первой прямой зависимости C–2, V на ось на- пряжения дает высоту фронтального потенци- ального барьера МОП-элемента Ud ≈ 0,98 eV. Эти экспериментальные результаты позволя- ют утверждать, что в исследуемой структуре фронтальный МОП-элемент (Al-n-Al2O3-p- CdTe) является более совершенным в струк- турном аспекте, и играет основ ную роль в электронных процессах, происходящих в данной структуре. Из экспериментальных данных следует, что на данном участ- ке механизм протекания тока является диф фузионным. С целью установления влияние тем- пературы окружающей среды на механизм переноса тока в структуре были определены значения показателя экспоненты «c», предэкспериментального множителя I01 в зависимости от температуры и по ним вычислены значения величин L, μnτn, τn, ρ — базы, которые приведены в табл. 1. По данным величины удельного сопротивления при различных температурах (табл. 1) была построена зависимость ln (1/ρ) = f (1/T), на- клон которой дает три значения энергия ак- тивации носителей заряда; 1) ∆E ≈ 0,97 eV (293–373 K); 2) ∆E ≈ 0,47 eV (233–293 K); 3) ∆E ≈ 0,20 eV (173–233 K). Полученные зна- чения Ln = 5,4 μm и μnτn = 1,17∙10–5 cm2/V на порядок больше, чем литературные данные [14]. Такой результат объясняется тем, что крупноблочные пленки p-CdTe на много совершеннее, чем аналогичные пленки, либо такие пленки имеют достаточное ко- личество комплексов, внутри которых за- держиваются неравновесные носители при рекомбинационном процессе [15]. Далее при обсуждении третьего участка ВАХ будет по- казано, что именно второе явление опред- еляет кинетические параметры и процесс переноса тока. Из данных табл. 1 видно, что величина длины диффузии неосновных но- сителей (Ln) при увеличении температуры от 173 K до 373 K возрастает от величины 3,9 µm до величины 7,1 µm. При этом вели- чина μnτn очень мало изменяется в интерва- ле температур 173–373 K. Подтверждением тому являются данные для μnτn ≈ 10–5 cm2/V при T = 173 K и 1,6·10–5 cm2/V при темпе- ратуре T = 373 K, т. е. оно возрастает всего при термодинамическом равновесии, т. е. в отсутствии напряжения смещения. Емкость такой структуры при отсутствии напряжения смещения ≃9,1 F, отсюда следует, что толщи- на объемного заряда w = 9,4 µm при термо- динамическом равновесии, определенная по формуле плоского конденсатора C = εε0S/d при значениях: ε = 10, ε0 = 0,86∙10–14 F/cm, S = 1cm2. По формуле (3), найденное зна- чение удельного сопротивления базы ρ ≈ 3,1∙109 Ω∙cm S = 1 cm2, на два порядка боль- ше, чем ρ ≈ 2,1 × 107 Ω∙cm исходной плен- ки p-CdTe. Проведенная оценка показывает, что объемный заряд такой толщиной и с ρ ≈ 3,1∙109 Ω∙cm и при одной и той же величине площади контакта S = 1 cm2 имеет сопротив ление R = 3,1∙106 Ω, которое более чем на один порядок больше сопротивления пленки p-CdTe толщиной w = 120 µm c ρ = 2,1∙107 Ω∙cm и R = 2,4∙105 Ω. Отсюда следу- ет, что электронные процессы, происходя- щие в слое объемного заряда, определяют закономерности протекания тока на данном участке ВАХ. Кроме этого как показывает эксперимент, в C(V)-характеристике интегральный МОП-элемент проявляется при измерениях сравнительно на низких частотах килогерцового диапазона тестового сигнала. Это обстоятельство в свою очередь свидетельствует о большой величине RC- цепочки эквивалентной схемы структуры. Тем не менее, построенная зависимость C(V) в координатах C–2, V (рис. 4б) позволяет определить концентрацию равновесных но- сителей (p0) по известной формуле [13] 0 2 2 0 2 ε ε ( )S dVp q S d C−= ⋅ , (4) где q — заряд электрона, ε0, εs — ди элек- трические постоянные воздуха и полупровод- ника, S — площадь детекторной структуры. Излом в C–2, V-характеристике по- казывает, что поверхностный слой плен- ки, который образован при нанесении алюминиевого контакта неоднороден. По наклону изломов определенные концен- трации составляют p0 ≈ 1,5·1011cm–3 и p0 ≈ 2,8·1011cm–3 и по величине практически со- ответствуют концентрации равновесных А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 303 в 1,6 раз при увеличении температуры на 200 K (см. табл. 1). Такая температурная за- висимость величин Ln и μnτn объясняется тем, что время задержки увеличивается настоль- ко, практически насколько уменьшается ве- личина подвижности электронов. При этом электронный обмен в рекомбинационной ловушке может осуществляться, например, между уровнями основного и возбужденного состояний [16, 17], а подвижность электронов в CdTe в области температур 173–373 K уменьшается по степенному закону типа µn = AT–3/2 [18]. Измеренная релаксационная кривая в режиме холостого хода напряже- ния Vcc в отсутствие напряжения смещения при комнатной температуре состоит из двух кривых, наклон которых дают постоянные времена τ1 ≈ 2,1·10–7 s и τ2 ≈ 6,3·10–7 s соответ- ственно. Первое постоянное время хорошо согласуется с величиной времени жизни неосновных носителей электронов τn ≃ 1,17∙10–7 s, вы численной из произведения μnτn ≈ 1,17∙10–5 cm2/V (T = 293 K) при значении µn = 100 cm2/V∙s [12]. База исследуемой структуры является высокоомной и сильно компенсированной, т. е. почти диэлектрик (см. табл. 1), поэтому предполагается, что неравновесные носи- тели заряда в ней диффундируют в виде плазмы электронно-дырочных пар, направ- ление которых соответствует направлению неосновных носителей-электронов [18]. При этом плазма электронно-дырочных пар диффундирует как незаряженные частицы, в которых подвижность и коэффициент диффузии сохраняются неизменно. Право- мочность такого механизма протекания тока подтверждает следующая оценка. По вели- чине Ln = 5,4 μm определен коэффициент биполярной диффузии D ≈ 1,5 cm2/s при зна- чениях: τn ≃ 2∙10–7 s и T = 293 K. Затем по зако- ну Эйнштейна D = (kT/q) μD была определена Таблица 1 Экспериментальные значения показателя экспоненты «c», предэкспоненциального множителя I01, длины диффузии неосновных носителей электронов (Ln), произведение подвижности на время жизни неосновных носителей (μnτn), а также величина удельного сопротивления (ρ) базы, вычисленные при помощи формулы 3, при различных температурах Т, К 103/Т, K С W/L L, μm I, A/cm2 ρ, Ω·cm μnτn, cm2/V τn, s 173 5,78 6,34 2,44 3,9 2,6E-9 1,8E11 1E-5 1E-7 193 5,18 5,56 2,28 4,15 4,35E-9 1E11 1,03E-5 1,03E-7 213 4,7 5 2,16 4,4 8,5E-9 5E10 1,06E-5 1,06E-7 233 4,29 4,6 2,04 4,65 1,6E-8 2,6E10 1,08E-5 1,08E-7 253 3,95 4,36 1,97 4,8 3E-8 1,4E10 1,06E-5 1,06E-7 273 3,66 3,9 1,82 5,2 6E-8 6,6E9 1,15E-5 1,15E-7 293 3,41 3,7 1,75 5,4 1,3E-7 3,1E9 1,17E-5 1,17E-7 313 3,19 3,5 1,67 5,7 2,8E-7 1,4E9 1,2E-5 1,2E-7 333 3 3,35 1,61 5,9 8,6E-7 4,6E8 1,21E-5 1,21E-7 353 2,83 3,03 1,45 6,55 2,2E-6 1,6E8 1,4E-5 1,4E-7 373 2,68 2,81 1,33 7,14 5,2E-6 6,4E7 1,6E-5 1,6E-7 ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3304 величина подвижности биполярной диффу- зии μD ~ 60 cm2/s·V, которая хорошо совпадет с величиной подвижности электронов для по- ликристаллического теллурида кадмия при комнатной температуре [12]. Далее используя вычисленную величину D ≈ 1,5 cm2/s по фор- муле D = (Dpσn + Dnσp)/(σp + σn) [19], где σp, σn — дырочная и электронная проводимость базы соответственно, было оценено отноше- ние (σn/σp) ≈ 1,5 электронной проводимости к дырочной проводимости в базе при μn = 10 μp. При таком соотношении проводимос- тей электронов и дырок в базе биполярная дрейфовая подвижность μE ≈ 40 cm2/s·V со- гласно проведенной оценке по формуле μE = (μnσp –μpσn)/(σp + σn) [19]. При такой величине биполярной подвижности дрейфа электронов биполярная скорость дрейфа электронов ϑn ≈ μE∙E = 8,4·103 cm·s–1, а длина биполярно- го дрейфа электронов Lnr ≈ ϑα∙τn = 18 μm при значениях: ϑn = 8,4·103 cm2/s·V, w ≈ 9,4 μm, τn = 2,1·10–7 s и V = 0,2 V. Отсюда следует, что в конце первого участка обратной ВАХ длина биполярного дрейфа электронов Ldn более чем в три раза больше, биполярной длины диффузии электронов Ln = 5,4 μm. При этом отметим, что в начале этого участка ВАХ Ldn = 4,2 μm, что меньше чем Ln = 5,4 μm. Эти данные показывают динамику изме- нения механизма переноса неравновесных носителей с ростом тока. Согласно про- веденной оценке в начале участка домини- рует диффузионный режим переноса тока, а в конце участка перенос тока осуществля- ется преимущественно за счет дрейфового механизма. Из данной оценки также сле- дует, что при увеличении температуры на 200 K очень мало изменяются величины µD и µE, так как в этих приделах температур совсем мало изменяются длина биполяр- ной диффузии электронов и произведение подвижности электронов и времени жизни электронов. Поэтому можно заключить, что механизм переноса тока для этого участка ВАХ остается без изменения в области тем- ператур 173–373 K. Из рис. 2 видно, что форма сублиней- ного участка с изменением температуры от 173 K до 373 K практически не изменя- ется, а лишь изменяется его величина тока, от значения 1,17∙10–8A/cm2 до 2,8∙10–5A/cm2 при изменении температуры на 200 K. Теперь рассмотрим, как согласуются эти экспериментальные данные с теорией ВАХ структур с сильно развитой аккумуляци- ей [20]. Согласно данной теории среди параметров входящих в выражение для ВАХ V = V0exp(Jaw), (5) 2 α 2 ( ) Au d n d N N qD N n T − = , (6) где (α) для двухуровневого глубокого центра типа Au в Si. Статические факторы exp( )v it it E Ep kT − = и 2 2 exp( )t С C E En N kT   (7) отличаются сильной температурной зави- симостью, J — плотность тока, w — тол- щина базы, Dn — коэффициент диффузии электронов, Nd — мелкие донорные центры, NAu — глубокие донорные центры золота и q — заряд электрона. Результаты исследования ВАХ n+-n- n+-структур с развитой аккумуляци ей, изготовленных из кремния, ком пенсированного золотом [21], из эпи так сиально выращенного арсенида галлия, легированного хромом [22] и из арсенида галлия, легированного хромом, с вплавленными контактами [23] хорошо согласуются с теорией [20]. В этих образ- цах сублинейный участок ВАХ проявляет- ся при температурах 273–293 K. С ростом температуры величина тока на сублинейном участке возрастает, а постоянная α умень- шается по экспоненциальному закону. При этом сублинейный участок сильно дефор- мируется, и он полностью исчезает при повышении температуры всего на 50–70 K. В то же время на образцах на основе силь- но компенсированных пленок p-CdTe форма сублинейного участка практически остается без изменения при изменении температуры от 173 К до 373 K (см. рис. 3). Кроме этого А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 305 в пределах указанных температур величина напряжения смещения в начале и в конце сублинейного участка практически не из- меняется, или изменяется не значительно. Отсюда следует, что высокая температурная чувствительность токовых характеристик на образцах, созданных на базе сильно ком- пенсированного p-CdTe (w ≥ 120 μm) не на- блюдается, что было присуще кремниевым и арсенид галлиевым образцам. Согласно теории [20] в структурах с разви- той аккумуляцией сублинейный участок ВАХ проявляется при выполнении условия Jaw ≥ 2. Проведенная оценка показывает, что для теллурид кадмиевых образцов величина Jaw ≃ 6,14 при T = 373 K, а и при T = 173 K, Jaw ≃ 5,94. т. е. практически остается постоян- ной при изменении температуры на 200 K. Отсюда можно заключить, что параметр α уменьшается настолько, насколько возрастает ток. В результате этого наблюдается слабое влияние температуры на процесс заполнения глубоких примесных центров, приводящее к появлению сублинейного участка ВАХ. В условиях инжекционной модуляции заря- да глубоких примесей биполярная скорость дрейфа не зависит от уровня инжекции [20]. При этом параметр α для двухуровневого глу- бокого центра для структуры с p-типом базы записывается в виде 2 2 α 2 ( ) t a p a N N qD N p T − = , (8) а статический фактор Шокли–Рида 2 2 exp t V V E Ep N kT − =     . (9) Из выражения (8) следует, что на темпе- ратурное изменение параметра α в основном сказывается температурная зависимость статического фактора p2(T), который от температуры имеет экспоненциальную зави- симость, а остальные члены выражения (8) либо не имеют, либо имеют слабую зависи- мость от температуры. При этом уровне при- липания, на котором происходит модуляция заполнения согласно выражению (8) имеет следующий вид 2 1 2 3 3 1 2 1 α0,2 lg 1 α 10 10V tE E T T      ⋅      + = + . (10) Далее определив величину параметра α для каждой температуры при помощи формулы (5), была построена зависимость (1/α), 103/T, которая приведена на рис. 5. Как видно на рис. 5 зависимость (1/α), 103/T , по- строенная в полулогарифмическом масш- табе состоит из трех прямых линий и из двух участков насыщения. Из наклона этих прямых определенные значения уровней прилипания следующие: E2t ≈ 0,15 eV (1), E2t ≈ 0,4 eV (2), E2t ≈ 0,66 eV (3). Это означает, что инжектированные электроны из тылового контакта прилипают на акцепторный уро- вень с энергией активации 0,15 eV в области температур 173–213 K, а в областях тем- ператур 233–313 K и 333–373 K они прилипают соответственно на уровнях 0,4 eV и 0,66 eV. По литературным данным [14] уровень 0,15 eV дает отрицательно заряженные междоузельные атомы теллу- ра, а уровней 0,4 eV и 0,66 eV дают атомы Cu, Ag, Au и нейтральные междоузельные атомы теллура (Te i *) или дважды отри- цательно заряженные вакансии атома кадмия (Vcd) 2 соответственно. Причем атомы Cu, Ag, Au образуют примесную зону на энергетическом интервале 0,3–0,4 eV, а нейтральные междоузельные атомы 1/ α, c m /A 1×10–9 1×10–10 10–11 10–12 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 5,0 5,5 6,0 103/Т, K 1 2 3 Рис. 5. Температурная зависимость параметра «1/α» от температуры ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3306 теллура (Te i *) и дважды отрицательно заряженные вакансии атома кадмия (Vcd) 2 — образуют примесную зону на энергетическом интервале 0,6–0,9 eV от потолка валентной зоны в CdTe. Из этих экспериментальных данных следует, что наличие нескольких уровней прилипания и их поэтапное запо- лнение с возрастанием температуры позво- ляет сохранить форму сублинейного участка ВАХ при изменении температуры от 173 K до 373 K. Сохранение формы сублинейного участка почти без изменения в диапазоне 173–373 K (см. рис. 3) означает, что профиль распределения неравновесных носителей в p-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диф фузии и дрейфа практически не из меняется. Согласно те- ории темп нарастания концентраций не- равновесных носителей с ростом «x» в прикатодной части высокоомной p-базы, где в первую очередь развивается эффект аккумуляции, определяется величиной скорости биполярного дрейфа. Таким образом, увеличение биполярной ско- рости дрейфа может приводить к обра- зованию в прикатодной области p-базы слоя относительного обеднения, в кото- ром концентрация неравновесных но- сителей убывает с ростом напряжения смещения. Следовательно, результатом та- кого локального убывания концентрации n(x) является быстрый рост сопротивления p-базы с увеличением V. Образование об- ласти относительного обеднения вызвано «вдавлением» крутого диффузионного фрон- та функции n(x) под действием нарастающего тока биполярного дрейфа свободных носи- телей, который деформирует профиль их распределения в p-базе. Возрастание этой деформации приводит, однако, к возрас- танию крутизны функции n(x) и к со- ответствующему усилению встречного диффузионного переноса носителей. Проти- воборство диффузионного и дрейфового пото- ков обеспечивает взаимную компенсацию их изменений с током. Поэтому на протяжении сублинейного участка ВАХ результирующий ток практически остается без изменения. С ростом обратного напряжения смеще- ния увеличивается толщина объемного заряда n+-p-гетероперехода, которая может быть значительной при V ≃ 70–100 V, что может повлиять на закономерность про- текания тока от напряжения смещения. Од- нако этот эффект не является определяющим, в противном случае, ток в структуре от на- пряжения смещения возрастал бы по закону I ~ (V1/2). Проведенная оценка показывает, что в конце сублинейного участка скорость биполярного дрейфа электронов ϑn ≈ 2,3∙105 cm/s при значениях: μE ≈ 40 cm2/V∙s, w = 120 μm, VK = 70 V и T = 293 K. При этом предполагалось, что в конце сублинейного участка толщина объемного заряда полнос- тью охватывает всю толщину базы (p-CdTe). Как указывалось выше, в начале участка ϑn ≈ 8,5∙103 cm/sА. Отсюда следует, что вели- чина длины биполярного дрейфа электронов в начале и в конце сублинейного участка со- ответственно равна Ldn = 18 µm и 480 µm при значении τn ≈ 2,1∙10–7 s. При этом следу- ет отметить, что при вычислении значений Ldn была использована величина времени жизни электронов, определенная из первого участка ВАХ. Это не корректно, поскольку здесь время жизни электронов изменяется с ростом тока из-за возрастания времени за- держки внутри сложных рекомбинационных центров (комплексов). Тем не менее даже при заниженных величина τn значений Ldn намного превосходит величину длины би- полярной диффузии электронов, особен- но, в конце сублинейного участка ВАХ. Это означает во-первых, что в исследуе- мой диодной структуре по всей базе в тем- пературном интервале 173–373 K протекают процессы, проводящие исключительно к обо- гащению ее свободными носителями, которые задают профиль распределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффу- зии и дрейфа; во-вторых сопротивление базы возрастает из-за эффекта инжекци- онного обеднения и из-за расширения слоя объемного заряда с ростом напряже- ния смещения; в-третьих генерационно- рекомбинационные процессы играют менее существенную роль, чем дрейфовая и диффузионная релаксация и выполняется неравенство [20] А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 307 2 τ τ pa n a n n n L − ϑ >>    , (11) где n, np – концентрация неравновесных и равновесных электронов в базе (p-CdTe), а остальные параметры известны. Кроме этого идентичность формы суб- линейного участка в области температур 170–373 K показывает, что возрастание температуры на 200 K практически не влия- ет на процесс аккумуляции около Al-p-CdTe- контакта и этот контакт имеет очень высокий потенциальный барьер. Увеличение величины тока на сублиней- ном участке с повышением температуры ве- роятно обусловлено генерацией равновесных носителей дырок из примесных уровней в базе (p-CdTe), о чем свидетельствует тем- пературная зависимость величины тока от температуры. Зависимость тока (J) при приложенном напряжении V = 1 V на су- блинейном участке ВАХ при постоянной величине напряжения смещения, постро- енная в координатах log J, 103/T хорошо укладывается на три прямые линии в области температур 173–373 K (см. рис. 6). Наклоны этих прямых дают три энергии активации, которые оказались соответственно равные: ≈ 0,21 eV (173– 213) K; 0,48 eV (233–293) K; 0,98 eV (293–373) K, по величине они близки энергиям активации, определенных из тем- пературной зависимости линейного участка прямой ВАХ, что подтверждает выше сделан- ное предположение (рис. 6, кр. 1). Направление дырочного и электронного дрейфовых токов одинаково, но направление потоков дрейфовых электронов и дырок раз- ное. Поэтому неравновесные и равновесные дырки только вносят вклад в величину дрей фового тока, и они не причастны к де- формации крутизны фронта функции n(x) у аккумулирующего n+-p-контакта. Посколь- ку концентрация генерированных дырок при разных температурах разная, следователь- но, разный вклад дырочного дрейфового тока в общий ток и поэтому с увеличением температуры растет величина тока на субли- нейном участке ВАХ. После сублинейного участка ВАХ про- слеживается степенная зависимость тока от напряжения типа J ~ Vβ, где β ≈ 4,8–4,9 оста- ется практически без изменения при изме- нении температуры от 173 K до 373 K. Такая степенная зависимость тока от напряжения проявляется при высоком уровне инжекции, когда ток состоит в основном из дрейфового тока. При этом рекомбинационные процессы в базе структуры происходят не только через простые рекомбинационные центры [24], но также через дефект-примесные комплексы. В этом случае выражение для скорости ре- комбинации претерпевает принципиальное изменение и принимает вид [15] ( ) ( ) ( ) 2 τ n p i R n i p i i c c np n U N c n n c p p np − = − + − +β , (12) где NR — концентрация рекомбинационных центров (комплексов), n, p — концентра- ции электронов и дырок, ni — собствен- ная концентрация в полупроводнике, cn, cp — коэффициенты захвата электронов и дырок, n1, p1 — равновесные концентра- ции электронов и дырок в условиях, когда уровень Ферми совпадает с уровнем при- меси (так называемые статические факторы Шокли-Рида), τi — время, учитывающее те или иные процессы электронного обмена внутри рекомбинационного комплекса, β — коэффициент, зависящий от конкретного типа примесных или дефект-примесных комплек- сов (см. [15]). Рекомбинационные комплексы по соста- ву могут быть разные: донорно-акцепторные пары или двухуровневого рекомбинационного I, A 1×10–5 10–6 10–7 10–8 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 5,0 103/T, K 5,5 6,0 1 2 V = 1 V 3 Рис. 6. Температурная зависимость плотности тока J на сублинейном участке обратной ВАХ при V = 1 V ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3308 комплекса любой природы [25, 26], сложные комплексы типа «отрицательно заряженный акцептор + положительно заряженный ион внедрения» или «положительно заряженный донор + отрицательно заряженная вакансия», возникающих в результате рекомбинационно- стимулированных процессов [27, 28], а в работах [29, 30] — при распаде слож ных комплексов типа «мелкий донор + вакан- сия». Несмотря на раз личия ти па комплексов, в них прослежи вается од на общая законо- мерность — рекомбинация неравновесных электронов и дырок в них происходит с за- держкой, и учет инерционности электронного обмена внутри рекомбинационного комп- лекса обуславливает появления последнего члена в знаменателе формулы (12), который при достаточно высоком уровне возбужде- ния может стать определяющим. Согласно теории [15], участки ВАХ J ~ Vβ, где β > 2, реализуются тогда, когда рекомбинация неравновесных носителей тока идет с за- держкой, т. е. с участием комплексов, внут- ри которых происходит электронный обмен. В этом случае в знаменателе выражения (12) реализуется неравенство cn(n + n1) + cp(p + p1) < ατiпp (13) и ВАХ имеет следующее аналитическое выражение для структуры p-типа базы:       2 2 1 μ τ μ 1 2 1 μ ατ R a n i n R p a n i b w N w JbV bN q b С b w N c DA B J bN C J J           . (14) Так как исследуемая структура создана на основе сильно компенсированного теллу- рида кадмия, поэтому концентрация мелких акцепторных центров NA=Na – Nd. Параметр C связан с концентрацией электронов на границе p-CdTe с окисью n-MoO3 или твердым раствором (CdTe)1–x–yMox(MoO3) с выражением [15] JCp =)0( . (15) Зависимость (13) позволяет описать любое значение наклона ВАХ типа J ~ Vβ, в том числе участка резкого роста. Сопоставление участка обратной ВАХ зависимостью J ~ Vβ ≈ 4,7–4,8 с выражением (13) позволяет опреде- лить такие параметры, как NR/τi, p(0), α pc (τi — время задержки внутри комплекса, NR — концентрация комплексов). Для этого как в работе [31] составляется уравнение пря- мой линии для заданных экспериментальных точек. Например, составляя уравнение пря- мой линии для двух экспериментальных точек (J1, V1 и J2, V2), определяем значение напряжения 1 12 21 1 J JJ VVVV − − −= , (16) которое, затем, приравнивается к значению ( ) 21 μ τ R A n i b w N A N + = из формулы (14). Далее, подставляя значения w = 120 µm, b = 10, и NA = 1,5·1010 cm3 в (14) определяем τ R i N . Таким путем определенные значения τ R i N при различных температурах приведены в табл. 2. Для определения других параметров из участка резкого роста тока выбирались три экспериментальные точки (V1, J1), (V2, J2), (V3, J3) и для них составляли три уравнения для определения коэффициентов B и D 1 22 1 2 1 2 1 1 1D J JV VB J J J J   −  −  = − − − , (17) , (18) которые затем приравнивались к их анали- тическим значениям в формуле (14), что по- зволило оценить значения µnC, n(0), NR/τi при различных температурах (табл. 2). Анализ обратной ВАХ структуры Al-p-CdTe-Mo показывает, что она имеет ( ) ( ) 3 2 3 2 3 2 2 1 3 2 2 3 1 2 2 1 1 1 1 1 J J V V V V J J D J J J J J J J J − − − − − =     − − − −      −   А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 309 достаточно сложный механизм переноса тока, о чем свидетельствует последователь- ность участков: I = I01exp 3,7 eV kT       , I ~ V0,005 и I ~ V4,7 при комнатной температуре (см. рис. 2). Такая последовательность участков ВАХ не соот ветствует последовательности участков ВАХ, для которых в работе [14] учтено влияние инерционности внутрикомп- лексного элек тронного обмена на процессы рекомбинации и токопереноса. В теории [14] решается основное уравнение ( ) 22 22 2 0 1 A n JN bd n dpD U dx dxq b p − − = + , (19) где скорость рекомбинации U описывается выражением (11) и не учитывается диффузионный член уравнения. Для тако- го случая получено аналитическое реше- ние уравнения (13) для длинных диодов с неидеальным инжектирующим контактом. Далее обсуждены закономерности проте- кания тока для четырех случаев, поскольку последний член в знаменателе выражения (11) растет с ростом уровня возбуждения. Как указывалось выше, обсуждаемая структура представляется как n+-p-n- структура, и в ней n+-p- переход является идеальным, а p-n- неидеальным. Поэтому при включении такой структуры в обратном направлении тока аккумулируются не- основные неравновесные носители возле идеального контакта. В теории [15] не расс- матривается структура развитой аккумуляци- ей. Однако, в работе [15] в ре комбинационных процессах участвуют слож ные комплексы. Даже на первом участке при плотностях тока J ≈ 4∙10–8–6∙10–7 A/cm2 второй член в знаме- нателе выражения (12) существенно влияет на скорость рекомбинации. Так как на этом участке ВАХ ток от приложенного напряже- ния смещения опи сывает ся эк спо- ненциальной зависимостью типа J ~ exp 3,7 eV kT       и величины Ln ≃ 5,4 µm µnτn ≃ 1,17∙10–5 cm2/V при комнатной температуре более чем на один порядок больше значений, Таблица 2 Параметры, определенные из участка J ~ V4,7 обратной ВАХ Т, K ρ, Ω∙cm Na, cm–3 A NR /τi cm–3·s–1 μnC C n(0), cm–3 Ср/z 173 1E9 6E8 113,2 4,3E16 4,26E11 4,26E9 6E5-1,8E6 5,4E4 193 5,8E8 1,1E9 113,7 7,9E16 5E11 5E9 9,4E5-2,8E6 7,8E4 213 3E8 2,1E9 113,2 1,5E17 7,7E11 7,7E9 1,9E6-5,8E6 1,94E5 233 1,6E8 3,9E9 113,2 2,7E17 9,3E11 9,3E9 3,2E6-9,7E6 3,35E5 253 8E7 7,8E9 113,8 5,6E17 1,5E12 1,5E10 7,5E6-2,2E7 7,4E5 273 4,2E7 1,5E10 113,3 1,1E18 2,1E12 2,1E10 1,5E7-4,4E7 1,4E6 293 2,1E7 3E10 112,6 2,1E18 2,7E12 2,7E10 2,6E7-7,8E7 2E6 313 9,2E6 6,8E10 113,2 4,86E18 4,4E12 4,4E10 6,4E7-1,9E8 6,14E6 333 3,1E6 2E11 112,6 1,4E19 7,2E12 7,2E10 1,8E8-5,5E8 1,45E7 353 1,14E6 5,5E11 113,8 3,9E19 1,24E13 1,24E11 5,1E8-1,5E9 5,24E7 373 4,8E5 1,3E12 112,6 9,24E19 2,1E13 2,1E11 1,3E9-4,1E9 3,5E8 ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3310 приведенных в литературе [14]. Вероятно, за- держки рекомбинационных процессов из-за электронного обмена внутри сложных комп- лексов приводят к обогащению свободными носителями, которые задают профиль ра- спределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа, в результате чего появляется протяженной сублинейный участок ВАХ. Теперь рассмотрим влияние изме нения температуры на параметры, определенные из участка резкого роста тока. Из табл. 2 следует, что величина отношения NR/τi воз- растает более чем на три порядка при уве- личении температуры от 173 K до 373 K. С целью выяснения температурной зависи- мости каждого параметра NR-концентрации комплексов и τi времени задержки были сняты кривые релаксации при температурах T = 173 K и T = 373 K. Кривые релаксации состоят из двух участков и имеют следующие по стоянные времена: τ1 ≃ 2,2·10–5 s и τ2 ≃ 9,1·10–5 s (T = 173 K) и τ1 ≃ 1,2·10–4 s и τ2 ≃ 7,1·10–4 s (T = 373 K). Из этих данных следует, что с ростом температуры кон- центрация комплексов, участвующих в рекомбинационных процессах растет сильнее, чем увеличение времени задержки внутри комплексов. Повышение температуры также приводит к увеличению концен- трации инжектированных электронов из тылового контакта (n-p) и концентрации равновесных дырок. Причем концентрация инжектированных электронов и равновесных дырок увеличивается примерно в 2∙103 раза при возрастании температуры от T = 173 K до T = 373 K (табл. 2 и рис. 2). ЗАКЛЮЧЕНИЕ Проведенное исследование показало, что рекомбинационные процессы в структуре Al-p-CdTe-Mo с протяженной базой (w = 120 µm) в основном происходят с участием сложных комплексов, внутри которых проис- ходит электронный обмен, в результате чего задерживаются неравновесные носители. Вероятно, задержки рекомбинационных про- цессов приводят к обогащению свободными носителями, которые задают профиль ра- спределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа, в результате чего появляется сублинейный участок на обратной ВАХ. Причем сохране- ние формы и протяженности сублинейного участка обратной ВАХ показывает, что из-за высоты потенциального барьера фронталь- ного n+-p-гетероперехода профиль распре- деления неравновесных носителей в р-базе практически не изменяется в интервале температуры 173–373 К. Сохранение сублинейного участка без изменения в области температур 173–373 K показывает перспективность создания на базе таких структур полупроводниковых приборов, в которых принципиальное значе- ние имеют малые величины темнового тока в широком диапазоне напряжения смещения и слабая чувствительность к температуре окружающей среды. ЛИТЕРАТУРА 1. Durose K., Edwards P. R., Holliday D. P. // J. Cryst. Growth, 1999. — 733 p. 2. Takahashi T. and Wainabe S. // IEEE Trans. Nucl. Sei. — 2000. — Vol. 48.— 950 p. 3. Wainabe S., Takahashi T., Okada Y., et. al. // IEEE Trans. Nucl. Sei. — 2002.— Vol. 49. — 210 p. 4. Tanaka T., Kabayashi T., Mitani T., et. al. // New. Astron. Rev. — 2004. — Vol. 48. — 309 p. 5. Косяченко Л. А., Склярчук В. М., Мослян- чук О. Л. // Письма в ЖТФ. — 2006. — Т. 32., № 2. — С. 29–37. 6. Davies L. W. // Proc., IEEE. — 1963. — Vol. 51. — 1637 p. 7. Фаренбрух А., Бьюб Р. — М.: Энергоатомиз- дат, 1987. — 278 с. 8. Мирсагатов Ш. А., Музафарова С. А., Ачи лов А. С., Мовлонов А. А. // ФИП. — 2012. — Т. 10, № 1. 9. Ачилов А. С. Заверюхин Б. Н., Кала- нов М. У., Рустамова В. М. // ДАН Уз. 2, 2014. 10. Мирсагатов Ш. А., Ачилов А. С., Заверю- хин Б. Н. // ФИП. — 2014. — Т. 12., № 2. 11. Стафеев В. И. // ФТТ. — 1961. — T. 3. — 2513 c. 12. Физика и химия полупроводников АIIBVI / Под. ред. С. А. Медведова. — М.: Мир. — 1970. — 624 с. А. С. АЧИЛОВ, Ш. А. МИРСАГАТОВ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3 311 13. Георгиу В. Г. Вольт-фарадные измерения параметров полупроводников. — Кишенев: «Штиинца», 1987. — 15 c. 14. Zanio K. Semiconductors and semimetals. — N. Y.: Acad. Press, 1978. — 210 p. 15. Лейдерман А. Ю., Минбаева М. К. // ФТП. — 1996. — T. 30. — 1729 c. 16. Гуляев Ю. В. // ФТТ. — 1961.— T. 3. — 385 c. 17. Ржанов А. В. // ФТТ. — 1961.— T. 3.— 3698 c. 18. Ламперт М., Марк П. Инжекционные токи в твердых телах. — М.: Мир, 1973. — 210 с. 19. Орешкин П. Т. Физика полупроводников и диэлектриков. — М.: «ВЫСШАЯ ШКО- ЛА», 1977. — 418 с. 20. Карагеоргий-Алкалаев П. М., Лейдер- ман А. Ю. Фоточувствительность полупро- водниковых структур с глубокими примеся- ми. Из. «ФАН» Уз. ССР, 1981. — 200 с. 21. Абакумов А., Карагеоргий-Алкалаев П. М., Каримова И. З., Книгин П. И., Лейдер- ман А. Ю., Луговская З. П., Смирнов А. С. Фотоэлектрические явления в полупровод- никовых структурах с глубокими уровнями и оптоэлектроника / Под. ред. С. А. Азимо- ва. — Ташкент, «ФАН», 1976. — 3 c. 22. Саидов М. С., Садаев Б., Никитин В. В., Са- идов А. С. // ФТП. — 1979. — Т. 13, № 1763. 23. Морозкин В. В. // ДАН Уз. ССР. — 1979. — № 12. — 31 c. 24. Shockley W., Read W. // Phys. Rev. — 1952. — Vol. 87. — 835 c. 25. Karageorgy-Alkalaev P. M., Leiderman A. Yu. // Phys. Status Solidi. — 1968. — A 26. — 419 c. 26. Карагеоргий-Алкалаев П. М., Лейдер- ман А. Ю. // В сб: Физика и материа- ловедение полупроводников / Под. ред. В. И. Фистуля Металлургия. — М, 1987. — 80 с. 27. Лейдерман А. Ю. // ДАН УзССР . — 1987. — T. 7. — 21 с. 28. Лейдерман А. Ю. // ДАН УзССР. — 1989. — T. 4. — 25 с. 29. Шейкман М. Г., Корсунская Н. Е. В кн.: Физика соединений А2В6. — М.: Наука, 1986. — 109 с. 30. Лейдерман А. Ю. // ДАН УзССР. — 1989. — Т. 1, № 24. 31. Мирсагатов Ш. А., Лейдерман А. Ю., Махмудов М. А. // ФТТ. — 2009. — Т. 51, № 10. — 1917 с. LITERATURA 1. Durose K., Edwards P. R., Holliday D. P. // J. Cryst. Growth, 1999. — 733 p. 2. Takahashi T. and Wainabe S. // IEEE Trans. Nucl. Sei. — 2000. — Vol. 48. — 950 p. 3. Wainabe S., Takahashi T., Okada Y. // et. al. IEEE Trans. Nucl. Sei. — 2002. — Vol. 49. — 210 p. 4. Tanaka T., Kabayashi T., Mitani T. // et. al. New. Astron. Rev. — 2004. — Vol. 48. — 309 p. 5. Kosyachenko L. A., Sklyarchuk V. M., Mo- slyan chuk O. L. // Pis’ma v ZhTF. — 2006. — Vol. 32., No. 2. — P. 29–37. 6. Davies L. W. // Proc., IEEE. — 1963. — Vol. 51. — 1637 p. 7. Farenbruh A., B’yub R. — M.: Energo- atomizdat, 1987. — 278 p. 8. Mirsagatov Sh. A., Muzafarova S. A., Achilov A. S., Movlonov A. A. // FIP. — 2012. — Vol. 10, No. 1. 9. Achilov A. S. Zaveryuhin B. N., Kalanov M. U., Rustamova V. M. // DAN Uz. 2, 2014. 10. Mirsagatov Sh. A., Achilov A. S., Zave- ryuhin B. N. // FIP. — 2014. — Vol. 12., No. 2. 11. Stafeev V. I. // FTT. — 1961. — Vol. 3. — 2513 p. 12. Fizika i himiya poluprovodnikov AIIBVI / Pod. red. S. A. Medvedova. — M.: Mir. — 1970. — 624 p. 13. Georgiu V. G.. Vol’t-Faradnye izmereniya para- metrov poluprovodnikov. — Kishenev: «Shti- inca», 1987. — 15 p. 14. Zanio K. Semiconductors and semimetals. — N. Y.: Acad. Press, 1978. — 210 p. 15. Lejderman A. Yu., Minbaeva M. K. // FTP. — 1996. — Vol. 30. — 1729 p. 16. Gulyaev Yu. V. // FTT. — 1961. — Vol. 3. — 385 c. 17. Rzhanov A. V. // FTT. — 1961. — Vol. 3. — 3698 p. 18. Lampert M., Mark P. Inzhekcionnye toki v tverdyh telah. — M.: Mir, 1973. — 210 p. 19. Oreshkin P. T. Fizika poluprovodnikov i di- elektrikov. — M.: «VYSShAYa ShKOLA», 1977. — 418 p. 20. Kakrageorgij-Alkalaev P. M., Lejderman A. Yu. Fotochuvstvitel’nost’ poluprovodnikovyh stru k- tur s glubokimi primesyami. Iz. «FAN» Uz.SSR, 1981. — 200 p. 21. Abakumov A., Kakrageorgij-Al ka laev P. M., Karimova I. Z., Knigin P. I., Lej derman A. Yu., Lugovskaya Z. P., Smirnov A. S. Foto elek- tricheskaya yavleniya v polu provodnikovyh ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОБРАТНОЙ ВЕТВИ ВАХ Al-p-CdTe-Mo СТРУКТУРЫ ФІП ФИП PSE, 2015, т. 13, № 3, vol. 13, No. 3312 strukturah s glubokimi urovnyami i optoelektronika / Pod. red. S. A. Azimova. — Tashkent, «FAN», 1976. — 3 p. 22. Saidov M. S., Sadaev B., Nikitin V. V., Sai- dov A. S. // FTP. — 1979. — Vol. 13, No. 1763. 23. Morozkin V. V. // DAN Uz.SSR. — 1979. — No. 12. — 31 p. 24. Shockley W., Read W. // Phys. Rev. — 1952. — Vol. 87. — 835 p. 25. Karageorgy-Alkalaev P. M., Leiderman A. Yu. // Phys. Status Solidi. — 1968. — A 26. — 419 c. 26. Karageorgij-Alkalaev P. M., Lejderman A. Yu. // V sb: Fizika i materialovedenie polu pro- vodnikov / Pod. red. V. I. Fistulya Metal- lurgiya. — M, 1987. — 80 p. 27. Lejderman A. Yu. // DAN UzSSR . — 1987. — Vol. 7. — 21 p. 28. Lejderman A. Yu. // DAN UzSSR. — 1989. — Vol. 4. — 25 p. 29. Shejkman M. G., Korsunskaya N. E. V kn: Fizika soedinenij A2V6. — M.:Nauka, 1986. — 109 p. 30. Lejderman A. Yu. // DAN UzSSR. — 1989. — Vol. 1, No. 24. 31. Mirsagatov Sh. A., Lejderman A. Yu., Mah- mu dov M. A. // FTT. — 2009. — Vol. 51, No. 10. — 1917 p.

Similar Items