Генерационно-рекомбинационные эффекты горячих носителей заряда в компенсированных полупроводниках тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, доктор физико-математических наук Воробьев, Юрий Васильевич

• Воробьев, Юрий Васильевич
• доктор физико-математических наук
• 1983

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Воробьев, Юрий Васильевич

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА I. Межпримесное взаимодействие и его роль в процессах генерации и захвата горячих носителей заряда в компенсированном полупроводнике

§ I. Особенности энергетического спектра и рекомби-национных характеристик, обусловленные наличием примесных комплексов

§ 2. Влияние донорно-акцепторного взаимодействия на равновесную электропроводность высокоомно-го компенсированного полупроводника

§ 3. Эффект модуляции сечений захвата носителей заряда на примесные центры и его влияние на неравновесные процессы.

§ 4. Оже-процессы с участием связанных носителей заряда.

ГЛАВА II.Горячие оже-электроны и процессы ионизации примесных центров.

§ I. Проявление ионизационных процессов в кинетике заполнения примесных центров электронами при низкотемпературном возбуждении . бб

§ 2. Влияние электрического поля на процессы ионизации примесных центров оже-электронами

§ 3. Оже-возбуждение фотопроводимости

§ 4. Влияние ионизационных процессов на ход энергетической релаксации горячих электронов

ГЛАВА III.Влияние электрического поля на релаксацию горячих электронов в полупроводнике с неэквивалентными долинами зоны проводимости

§ I. Энергетическая зависимость скорости остывания горячего электрона в полупроводнике с неэквивалентными долинами.

§ 2. Влияние электрического поля на процессы релаксации. "Убегание" электронов в верхние долины зоны проводимости в полупроводнике типа . . ИЗ

§ 3. Проявление особенностей релаксационного процесса в ионизационных эффектах

§ Некоторые параметры электронов высоких энергий в полупроводнике с неэквивалентными долинами

ГЛАВА 1У.Особенности влияния электрического поля на генерацию и рекомбинацию носителей заряда с участием примесных уровней в компенсированном полупроводнике

§ I. Влияние электрического поля на процессы захвата носителей заряда в компенсированном полупроводнике. Полевая перезарядка примесных уровней.

§ 2. Исследование оптической ионизации примесных центров в электрическом поле

§ 3. Фотопроводимость высокоомного компенсированного полупроводника в сильном однородном электрическом поле

§ 4. Проявление межпримесного взаимодействия в ге-нерационно-рекомбинационных полевых эффектах

ГЛАВА У. Захват и рекомбинация носителей заряда в условиях доменной неустойчивости электрического тока в высокоомном компенсированном полупроводнике

§ I. Методы исследования образцов с высокополевыми доменами.

§ 2. Механизмы N -образности ВАХ компенсированного полупроводника в условиях оптического возбуждения

§ 3.Исследование процессов формирования высокополевых областей в компенсированных кристаллах

§ 4. "Электронные" и "дырочные" рекомбинационные домены.

ГЛАВА У1. Процессы тепловой релаксации при оптическом возбуждении горячих носителей заряда

§ Г. Кинетика тепловыделения в кристалле при различных способах возбуждения

§ 2. Методика исследования кинетики тепловой релаксации при импульсном оптическом возбуждении

§ 3. Способы определения энергетических и кинетических характеристик полупроводника, основанные на изучении тепловой релаксации

§ 4. Некоторые результаты экспериментального исследования эффектов релаксационного и рекомбинационного нагрева

ГЛАВА УН.Некоторые способы и устройства обработки оптической информации, использующие эффекты горячих носителей в высокоомном компенсированном полупроводнике

§ I. Сканирование изображений с помощью полупроводникового кристалла с движущимся высокополевым доменом.

§ 2. Сканирующий приемник излучения с теневым штрихом.

§ 3. Одномерное разложение изображений при сканировании движущейся границей "свет-тень"

§ 4. Одномерное и двумерное разложение изображений на однородном кристалле при помощи быстро движущегося светового луча.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Генерационно-рекомбинационные эффекты горячих носителей заряда в компенсированных полупроводниках»

Интенсивное развитие полупроводниковой оптоэлектроники, в большой степени определяющее современное состояние всей физики полупроводников и полупроводниковой техники, требует дальнейшего усовершенствования фотоэлектрических приемников и преобразователей, реличения их быстродействия и объема обрабатываемой оптической информации. Решение этой задачи требует глубокого понимания закономерностей электронных процессов в приборах такого рода. Физическая картина неравновесных процессов в фотоэлектрических приборах весьма сложна, по следующим причинам. Во-первых, применяемый в таких приборах(во всем объеме, или только в активной части) полупроводниковый материал является высокоомным и компенсированным, со значительным количеством примесных комплексов и соответствующими эффектами межпримесного взаимодействия, существенно усложняющими набор генерационно-рекомбинационных механизмов. Во-вторых, необходимость использования сильных электрических полей и наличие оптического возбуждения делает невозможным анализ неравновесных процессов без привлечения представлений о горячих носителях заряда; естественно, при этом оказывается существенной (имеющей влияние на параметры приборов) и структура разрешенных зон в области высоких энергий.

Несмотря на огромный объем исследований по фотоэлектрическим явлениям и по физике горячих электронов в полупроводниках, отмеченные аспекты генерационно-рекомбинационных явлений с участием горячих электронов в компенсированных полупроводниках оставались до последнего времени мало изученными. К началу нашей работы (~19б8 г.) информация об эффектах межпримесного взаимодействия была ограничена анализом влияния кулоновского взаимодействия на энергетические характеристики примесных центров [1-б] и общими представлениями об оже-про-цессах на связанных носителях заряда в полупроводнике со сферическими зонами [7-13.]. Из разнообразных процессов с участием горячих носителей заряда в компенсированных полупроводниках относительно подробно были изучены лишь процессы захвата носителей заряда на примесные уровни при наличии сильного электрического поля и (менее подробно) процессы оптической и термической ионизации носителей, локализованных на примесных уровнях. Совершенно недостаточно было исследовано влияние эффектов мекпримесного взаимодействия на рекомбинационные характеристики полупроводников, отсутствовали какие-либо сведем ния о роли таких эффектов в процессах генерации, релаксации и переноса носителей разной энергии и о влиянии реальной зонной структуры на эти процессы, информация об ионизационных процессах в компенсированном полупроводнике также была весьма скудной. Отсутствие общих представлений о специфике неравновесных процессов с участием горячих носителей в компенсированных полупроводниках не позволяло дать обоснованных рекомендаций относительно новых возможностей их практического использо вания, осложняло анализ условий работы и возможностей улучшения параметров многих существующих фотоэлектрических приборов.

Целью настоящей работы было исследования влияния эффектов

И 7 и межпримесного взаимодействия и особенностей зонной структуры на скорость генерационно-рекомбинационных процессов, протекающих с участием горячих носителей заряда в компенсированном полупроводнике.

Решение проблемы включало следующие этапы:

- выявление роли эффектов межпримесного взаимодействия в процессах генерации и захвата горячих носителей заряда в компенсированном полупроводнике ;

- исследование ионизационных процессов с участием оже-электро-нов большой энергии;

- изучение влияния электрического поля на процессы релаксации, генерации и рекомбинации горячих электронов в полупроводнике с зонной структурой типа ййАь ;

- исследование влияния эффектов межпримесного взаимодействия на рекомбинационную неустойчивость электрического тока;

- анализ общих закономерностей процесса релаксации тепловой энергии в компенсированном полупроводнике, возбуждаемом короткими световыми импульсами.

В качестве основного материала для экспериментального исследования был выбран арсенид галлия, компенсированный примесями с глубокими уровнями энергии ( Ос » » О ). Такой выбор обусловлен следующими причинами. После открытия эффекта Ганна стал основным объектом исследования в физике горячих электронов (см. [14-25]), и в настоящее время этот материал наиболее полно изучен как в отношении особенностей поведения в нем горячих носителей заряда, так и в отношении деталей зонной структуры в областях зоны Бриллюэна, удаленных от основных экстремумов; это позволяло привязять наши исследования к надежно установленным характеристикам и хорошо разработанным представлениям. Вместе с тем, арсенид', галлия и его близкие аналоги являются в настоящее время основными материалами оптоэлектроники, и их исследование представляет непосредственный практический интерес.

Полученные при исследовании арсенида галлия результаты сопоставлялись с аналогичными данными для другого "ганновско-го" материала - 1пР , компенсированного примесью а ? кинетические и энергетические параметры этого материала весьма близки к соответствующим параметрам высокоомного Для выявления связи изучаемых эффектов с особенностями зонной структуры, дополнительные исследования были проведены на компенсированных кристаллах ат<1 „ СаР , обладающих аналогичным набором уровней энергии в запрещенной зоне, но существенно отличающихся расположением экстремумов зоны проводимости. Часть работы, посвященная исследованию энергетической релаксации при импульсном возбуждении полупроводника, потребовала контрольных измерений на материале высокой чистоты; соответствующие измерения были проведены на кремнии. Основные параметры исследованных полупроводниковых кристаллов сведены в Таблицу, помещенную в Приложение.

Для решения сформулированных выше задач был использован комплекс хорошо апробированных экспериментальных методик, включающий исследование люминесценции, фотопроводимости (в частности, эффектов неаддитивности при возбуждении фототока от двух источников света различного спектрального состава), термостимулированной проводимости, примесного электропоглощения и электроотражения, а также измерение эффекта Холла. В ряде случаев, эти методики были модифицированы, с тем чтобы расширить область их применимости (так, для выявления слабых непериодических возмущений оптических спектров был разработан двухлучевой вариант методики модуляционной спектроскопии; были изучены законы сложения холловских токов в полупроводниковых образцах с поперечными слоями, и показана возможность использования метода тока Холла для определения подвижности в различных участках слоистого образца).

В ходе исследования было создано несколько новых методов определения электрофизических параметров полупроводников. К их числу относится серия "теневых" методик экспресс-контроля однородности образцов (метод теневого зонда, движущейся границы "свет-тень", и бегущего светового луча), а также метод определения ряда параметров энергетической структуры и кинетических характеристик по кинетике тепловой релаксации при импульсном оптическом возбуждении.

В соответствии с этапами решения поставленной задачи, основной материал диссертации был разбит на 7 глав.

В первой главе обсуждается влияние межпримесного взаимодействия в компенсированном полупроводнике на процессы генерации и захвата носителей заряда. Отмечены особенности температурной зависимости равновесной электропроводности. Описан эффект модуляции сечений захвата носителей на примесные центры за счет взаимного кулоновского влияния последних; изучены проявления эФого эффекта в проводимости и люминесценции. Проведено общее рассмотрение оже-процессов с участием примесных комплексов в полупроводнике с разноэнергетичными долинами зоны проводимости.

Во второй главе рассмотрены процессы ионизации глубоких примесных центров неравновесными электронами различных долин зоны проводимости в полупроводнике с зонной структурой типа (гйДэ . Исследованы проявления ионизационных процессов в кинетике заполнения ловушек при низкотемпературном возбуждении, в термостимулированной проводимости, в фотопроводимости. Приведены экспериментальные свидетельства существования эффектов такого рода в компенсированных кристаллах.

Третья глава посвящена изучению влияния электрического поля на ход процесса релаксации энергии горячих электронов в полупроводнике с зонной структурой типа Сг(хй$> . Показано, что сравнительно слабое поле (много меньше порога междолинного переноса) способно вызвать увеличение заполнения электронами высоко расположенных долин с-зоны при наличии внутреннего источника горячих электронов (например, оже-процесса). Исследовано влияние этого эффекта на ионизационные процессы; из сопоставления теории с экспериментом определены некоторые параметры электронов высоких энергий в ОаЛв (подвижность и время релаксации в Г-долине на уровне энергии ~ 0,4 эВ, и энергетическая зависимость характеристического времени Г-Х перехода).

В четвертой главе рассмотрены некоторые особенности гене-рационно-рекомбинационных процессов в компенсированном полупроводнике в сильном однородном электрическом поле. Экспериментально изучено влияние такого поля на процессы захвата носителей на примесные центры и процессы оптической ионизации последних. Обнаружены новые проявления межпримесного взаимодействия в генерационно-рекомбинационных полевых эффектах.

В пятой главе исследованы особенности эффектов неустойчивости фототока в компенсированном полупроводнике. Показано, что межпримесное взаимодействие обуславливает действие двух факторов (полевая перезарядка уровней примесных комплексов, и модуляция сечений захвата носителей на глубокие примесные уровни вследствие ионизации компонентов комплекса с мелкими уровнями), приводящих к /V -образности вольт-амперной характеристики и к доменной неустойчивости. Изучена связь кинетики зарождения высокополевых доменов с контактными эффектами и с процессами прилипания носителей заряда.

В шестой главе проведен общий анализ процессов тепловой релаксации при оптическом возбуждении горячих носителей заряда. Определена последовательность этапов процесса, изучены форма и размеры нагретой области в зависимости от параметров диффузионной-дрейфовых явлений в. ней. Показано, что экспериментальное изучение процесса тепловой релаксации при импульсном оптическом возбуждении позволяет определить ряд важных энергетических и кинетических параметров полупроводника.

Седьмая глава посвящена обсуждению некоторых возможностей практического использования компенсированных полупроводников, выясненных в ходе проведенного исследования. Показано, что такие полупроводники могут послужить основой для создания новых быстродействующих устройств обработки оптической информации; одним из таких устройств является система передачи и воспроизведения оптического изображения в практически произвольном спектральном диапазоне. Системы такого рода могут найти применение в технике тепловидения и технического телевидения.

Основное содержание диссертации изложено на 290 страницах машинописного текста и иллюстрируется I таблицей и 97 рисунками (помещены в Приложении). Список литературы содержит 238 наименований. Основные результаты опубликованы в 42 печатных работах, ссылки на которые приведены в конце глав диссертации.

Научная новизна работы определяется тем, что в ходе ее выполнения впервые проведены систематические и комплексные исследования особенностей поведения горячих носителей заряда в высокоомном компенсированном полупроводнике. При этом обнаружены и изучены следующие новые явления:

- длинноволновая стимуляция фотопроводимости в компенсированном полупроводнике с донорно-акцепторными комплексами;

- оже-возбуждение фотопроводимости;

- оже-эффект ионизации глубоких примесных уровней электронами верхних долин с-зоны;

- эффект накопления электронов в верхних долинах с-зоны в ' присутствии сравнительно слабого электрического поля, возникающий вследствие различия кинетических характеристик горячих и холодных электронов Г-долины с-зоны;

- эффект полевой перезарядки глубоких уровней примесных комплексов, приводящий к отрицательной дифференциальной проводимости N -типа.

Впервые исследовано влияние межпримесного взаимодействия на равновесную электропроводность; установлено, что ее температурная зависимость в полупроводнике с донорно-акцепторными комплексами имеет специфический характер и может быть использована для выявления таких комплексов. Впервые показано, что при наличии межпримесного взаимодействия существует возможность оптического и полевого управления ходом рекомбинацион-ных процессов за счет воздействия на примесные центры, непосредственно в рекомбинации не участвующие. Изучены проявления эффектов такого рода в фотопроводимости, люминесценции, термостимулированной проводимости, электропоглощении.

Впервые рассмотрены ожег-процессы на связанных носителях заряда в многодолинном полупроводнике; изучена роль электронных состояний высоко расположенных долин с-зоны в таких процессах. Показано, что сечения процессов такого рода, как правило, много больше сечений аналогичных процессов в полупроводнике с простой зонной структурой, и могут достигать значений 10""^- 10**^ см^; при этом оже-процессы с участием примесных комплексов могут определяющим образом влиять на все кинетические параметры материала Сот времен жизни носителей заряда до времен релаксации энергии и импульса).

Впервые проведен анализ условий релаксации энергии, вводимой в полупроводник при оптической генерации носителей заряда. Показано, что кинетика тепловыделения отражает существенные закономерности процессов релаксации и рекомбинации носителей заряда; ее изучение позволяет определить энергетическое положение основных рекомбинационных уровней и установить механизм захвата носителей заряда, а также найти другие важные параметры материала.

Наиболее общие положения, развитые и обоснованные в диссертации, можно сформулировать следующим образом.

1. Рекомбинационные характеристики компенсированного полупроводникового материала могут быть изменены путем оптической, температурной или полевой модуляции заряда примесных центров с относительно мелкими уровнями энергии, связанных с рекомбинационными центрами кулоновским взаимодействием.

2. Наиболее быстрыми рекомбинационными процессами в компенсированном полупроводнике со сложной зонной структурой являются оже-процессы на примесных комплексах с участием электронов верхних долин зоны проводимости.^Такие процессы характеризуются весьма большими (10 ~ 10 см^) сечениями и оказывают влияние на скорость рекомбинации, генерации, энергетической релаксации, междолинного и пространственного переноса горячих носителей заряда.

3. Ход неравновесных процессов с участием электронов высоко расположенных долин с-зоны в полупроводнике с зонной структурой типа Grofis может быть изменен сравнительно слабым электрическим полем, стимулирующим возврат в верхние долины электронов, переходящих из этих долин в нижнюю.

Присутствие донорно-акцепторных комплексов в компенсированном полупроводнике обуславливает действие двух механизмов отрицательной дифференциальной проводимости N -типа: полевой перезарядки принадлежащих комплексам глубоких уровней, и полевой модуляции сечений захвата носителей на эти уровни, вызываемой ионизацией мелких уровней комплексов.

5. Кинетика релаксации энергии, вводимой в полупроводник при оптической генерации горячих носителей заряда, отражает существенные закономерности релаксации и рекомбинации носителей заряда и может служить источником информации как об энергетической структуре, так и о кинетических характеристиках полупроводника.

Достоверность результатов, полученных в диссертации, обеспечивается использованием простых и хорошо апробированных экспериментальных методик, комплексным характером исследования, совпадением результатов независимых экспериментов, ясной физической картиной изученных явлений, хорошо согласующейся с существующими представлениями о рекомбинационных процессах и об эффектах горячих носителей в полупроводниках, и сравнением отдельных результатов работы.с теоретическими и экспериментальными исследованиями других авторов.

Практическая ценность работы заключается, в первую очередь, в том, что ее результаты позволяют производить оптимальный выбор материала для полупроводниковых приборов, работающих в условиях сильного поля (значительная часть фотоэлектрических приемников и преобразователей, диоды Ганна, счетчики жестких излучений, электрооптические модуляторы света), и прогнозировать параметры соответствующих приборов для заданного материала. Полученная информация об оже-процессах, позволяющая оценить вероятность безызлучательной рекомбинации в материале с примесными комплексами, может быть использована для улучшения параметров и повышения срока службы светоиз-лучающих приборов.

В ходе проведенной работы были разработаны новые принципы скоростной обработки оптической информации с использованием компенсированных полупроводниковых кристаллов оолыпой площади. На основе этих принципов возможно создание быстродействующего сканирующего устройства типа твердотельного ви-дикона с практически произвольной спектральной областью чувствительности. Такая возможность подтверждена экспериментально на кристаллах (область чувствительности 0,4 -1,1 мкм), (гйМ(Сг){.0,4 - 1,7 мкм; и 1т1$ё (2-6 мкм). Использование таких видиконов позволяет создать цельные при-емо-передающие системы технического телевидения, в которых сканирование и восстановление изображения производится при помощи бегущего светового луча. Такой способ сканирования может быть использован также для экспрессного контроля однородности полупроводниковых кристаллов (шайо; большой площади. Практический интерес могут представлять и другие методы определения характеристик материала (диффузионной длины и времени жизни, параметров энергетической структуры и коэффициента теплопроводности), разработанные в процессе работы.

Тематика исследований, проведенных в ходе выполнения диссертационной работы, соответствовала планам научно-исследовательских работ, проводимых на кафедре физики полупроводников КГУ, в том числе по проблеме "Изучение собственных дефектов и примесных центров в полупроводниках и изучение люминесцентных и фотоэлектрических явлений, обусловленных взаимодействием экситонов и носителей заряда с поверхностью полупроводника" (утверждено в качестве одного из основных научных направлений на 1971-75 гг. решением Коллегии МВСОО ССОР от 4.11.71 г„), по проблеме "Исследование свойств дефектов и их взаимодействия с излучением и возбужденными состояниями в полупроводниках" (постановление Президиума АН УССР № 398 от 20.XI.75 г., шифр 1.3.7(2) № 76045058, 1976-80 гг.), и "Исследование генерационно-рекомбинационных процессов и движения носителей заряда в полупроводниках в условиях сильного отклонения от термодинамического равновесия" (1981-85 гг., постановление Президиума АН УССР № 604 от 25.12.80 г., шифр 1.3.7.4 № 81005104).

Заключение диссертации по теме «Физика полупроводников», Воробьев, Юрий Васильевич

Результаты исследования энергетического спектра СгйДв , приведенные в настоящем параграфе, являются подтверждением того, что глубокий уровень Ес - 0,8 эВ является основным рекомбинационным уровнем в Л» А (Сг) (см. £53, 68] ), поскольку он, в основном, принимает на себя рекомбинационный поток дырок. Отсюда следует также, что захват дырок на этот уровень практически полностью безызлучательный: если бы захват был частично излучательным, выделяемая в расчете на одну дырку энергия была бы меньше чем истинная энергия, отделяющая уровень от V -зоны. Это означало бы, что уровень захвата дырок расположен выше уровня £*с- 0,8 эВ. Однако, реально существующие в изучаемых кристаллах выше расположенные уровни в условиях опыта были бы практически свободны от электронов и поэтому не могли захватывать дырки. Следовательно, мы определили реальное положение уровня безызлучательного захвата дырок.

4.2. Изучение кинетических характеристик. Для проведения таких исследований была выбрана инжекционная методика Сем. пп. 3.2 и 3.3), являющаяся наиболее универсальной и позволяющая, в принципе, определять различные параметры. Объектом исследований служил широкозонный материал (гО- Р [200], в котором рекомбинационный нагрев должен быть более ярко выражен, чем в , и (Мк ; возбуждение проводилось одиночными импульсами прямого тока в р-я. структуре (при этом в области больших прямых смещений в базе диода поле приблизительно постоянно, что создает условия, удобные для изучения процессов дрейфа); изменение средней температуры "активной" области измерялось по спектру исходящего из этой области ре-комбинационного излучения. Очевидно, что при анализе экспериментальных результатов в этом случае можно пользоваться полученными в §§ 1-3 выражениями, заменив число поглощенных квантов света числом инжектируемых носителей заряда. Поскольку КПД излучения исследуемых светодиодов был меньше 0,1 %, рекомбинацию можно считать практически полностью безызлучательной. Длительность инжектируемых импульсов изменялась в пределах (0,5 - 5) Ю"6 с. Полученные при этом результаты сопоставлялись с результатами, полученными на тех же образцах при оптическом возбуждении (импульсная лампа ИСШ-ЮО^ 'Ьи = = ЗхЮ^7 с, энергия вспышки 5 дж; нагрев также измерялся по люминесценции).

Вольт-амперная зарактеристика исследуемого СгаР свето-диода показана на рис.6.8. Измерения проводились в линейной части прямой ветви ВАХ ( V^ 4 В). Спектр излучения при наименьшем токе, отвечающем прямой ветви (нагрев пренебрежимо мал;, представлен кр.1 рис.6.9. При ббльших токах спектр уширяется и смещается в сторону меньших Им (точки на кр.2 рис.6.9 для тока / = 5 А). Связь этого изменения с разогревом активной области подтверждается контрольными измерениями, выполненными при малом токе с внешним подогревом всего диода: подогрев может быть подобран так, что спектр точно совпадает со спектром, получаемым на импульсах большого тока без подогрева. Это демонстрирует рис.6.9., где кривая 2 отвечает слабому току и подогреву на 20°, а точки на ней - сильному току, без подогрева. Приведенный результат означает, что средний нагрев активной области импульсом тока силой 5 А составлял лТ= 20°. Оценки джоулевого разогрева этой области даЮт на порядок меньший эффект. Исследование зависимости разогрева от силы тока в импульсе I показывает, что /ГГ линейно зависит от I . Это подтверждает связь разогрева с рекомби-национным тепловыделением. Оценка размера активной области , выполненная по формуле сб.8) с подстановкой в качестве выде* ляемой энергии величины (//€ ) Е^ дает /сгЗ«10~1!м. Результаты аналогичных измерений при разной длительности импульса (0,5 - 5)х10~^ с и измерений с оптическим возбуждением СЗхЮ;7 с) дают такое же значение £ .Это позволяет сделать следующие выводы: а; величина / не зависит от присутствия электрического поля в образце, что исключает связь размера активной области с длиной дрейфа. б) £ не зависит от длительности возбуждения в пределах (3 - 50)хЮ~7 с, что исключает связь £ с теплопроводностью4"^.

Следовательно, размер активной области в исследуемом (гоР светодиоде определяется диффузионной длиной при време

•т ни жизни Т , меньшем чем 3x10 с. Используя для коэффициента диффузии оценочное значение Ю Ю см^/с, получим для ^^3x10"^ смзначение сх с, которое, действительно, меньше минимального из использованных времен .

Использование табличного значения Л для оценки С по формуле сб.У) дает величину, превышающую приведенное зна--4 чение 3x10 см). Поэтому результаты нашего эксперимента озна чают также, что реальное значение Л в использованной струк туре значительно ниже табличного значения. Это может быть следствием неоднородности легирования или структурного несовершенства материала светодиода.

Приведенные в настоящем параграфе результаты экспериментального исследования импульсного релаксационного и рекомби-национного нагрева различных полупроводников демонстрируют, в первую очередь, реальную возможность проведения импульсных локальных измерении повышения температуры кристаллов. Кроме того, эти результаты подтверждают возможность получения из измерений такого рода информации о параметрах полупроводника и о протекании неравновесных процессов в нем; в ряде случаев такая информация не может быть получена другим способом.

Результаты описанных в гл.У1 исследований можно суммировать следующим образом.

1. Проведен анализ кинетики релаксации энергии, вводимой в кристалл при импульсном оптическом возбуждении горячих носителей заряда. Показано, что последовательность и соотношение этапов процесса превращения запасаемой кристаллом оптической энергии в тепло отражает характерные особенности рекомбинаци-онных и релаксационных процессов; изучение кинетики тепловыделения позволяет определить ряд энергетических параметров полупроводника (термическая ширина запрещенной зоны, положение уровней безызлучательного захвата носителей заряда), судить о наличии или отсутствии оптической перезарядки примесных уровней, а также оценивать такие кинетические- характеристики, как коэффициент теплопроводности, длина диффузии и дрейфа носителей заряда.

2. Разработаны методы экспериментального изучения импульсного нагрева полупроводника. Проведено исследование кине тики тепловыделения при импульсном оптическом возбуждении в кристаллах и нелегитюванных кшсталлах • Подтверждена принципиальная возможность определения энергетических и кинетических параметров полупроводника из таких измерений.

Описанные в гл.У1 оригинальные результаты опубликованы в работах [193-196, 230-202].

Глава УН. НЕКОТОРЫЕ СПОСОБЫ И УСТРОЙСТВА ОБРАБОТКИ ОПТИЧЕСКОЙ ИНФОРМАЦИИ, ИСПОЛЬЗУЮЩИЕ ЭФФЕКТЫ ГОРЯЧИХ НОСИТЕЛЕЙ В ВЫСОКООМНОМ КОМПЕНСИРОВАННОМ ПОЛУПРОВОДНИКЕ

Высокоомные компенсированные полупроводники давно представляют собой объект повышенного интереса полупроводниковой техники вообще и оптоэлектроники в частности (см.»например, [203-209] ): легкость получения в них значительного изменения сопротивления при освещении (большая т.н. "кратность") и создания сильного электрического поля позволяет использовать их в качестве основы для разноплановых приемников излучения (от ИК до ^-диапазона). Активная область значительной части существующих полупроводниковых приемников, а также источников излучения, является компенсированной. Поэтому знание специфики неравновесных процессов в компенсированном полупроводнике существенно для оценки возможностей (в частности, предельных параметров) такого рода полупроводниковых приборов. Так, соотношение интенсивностей излучательного и безыз-лучательного каналов рекомбинации в светоизлучающих структурах, максимальная величина электрического поля при котором электрическое состояние кристалла остается устойчивым, темп ионизационных процессов в диодах Ганна должны рассчитываться с учетом рассмотренных выше эффектов.

Наряду с этим, результаты проведенного исследования и разработанные в его ходе методические приемы позволяют реализовать некоторые новые типы фотоприемных устройств на основе высокоомного компенсированного полупроводника. Наиболее интересна, с нашей точки зрения, появляющаяся при этом возмож- -ность осуществить одномерное и двумерное сканирование изображений, формируемых оптическим пучком на однородном кристалле достаточно больших размеров, т.е. создать твердотельный аналог телевизионной передающей трубки - видикона. Ниже анализируются принципы работы и оцениваются параметры устройств такого типа (использующих как известные ранее решения, так и неизвестные) на основе компенсированных полупроводниковых кристаллов.

§ Г. Сканирование изображений с помощью полупроводникового кристалла с движущимся высокополевым доменом

Возможность использования полупроводниковых кристаллов с движущимися доменами сильного электрического поля в системах обработки оптической информации (а именно, системах сканирования изображений и отклонения световых лучей) отмечалась давно (см.[209-213] ). Обсуждались многие варианты таких систем. Так имеется;: принципиальная возможность обработки сигналов на оптическом уровне, т.е. создания управляемого транспаранта, с использованием особенностей оптических свойств высокополевых доменов (длинноволновый сдвиг края поглощения эффект Келдыша-Франца - позволяет получить в соответствующей спектральной области непрозрачный движущийся участок на прозрачном фоне; эффекты наведенного двойного лучепреломления -Поккельса и Керра - позволяют получить в широком спектральном диапазоне как прозрачное перемещающееся "окно", так и непрозрачное). Некоторые из упомянутых возможностей отмечались ранее применительно к ганновским и акустоэлектрическим доменам [213]; однако, только на основе рекомбинационных доменов, форма и скорость перемещения которых легко поддается управлению, можно полностью реализовать эти возможности.

В качестве примера такой реализации обсудим возможность получения растрового (двумерного) сканирования изображения с помощью кристаллов с движущимися рекомбинационными доменами. Основной элемент сканирующего устройства будет представлять собой плоскую конструкцию из двух таких кристаллов, направления поля и, следовательно, движения доменов в которых взаимно перпендикулярны (рис.7Я). Считаем, что оба кристалла поставлены в режим "движущихся прозрачных окон" (т.е. снабжены плоскими поляроидами и ориентированы нужным образом, см., например, [214] ), и что конструкция размещена в плоскости изображения. Тогда сканирующее устройство пропускает в определенный момент времени ту часть изображения, которая отвечает пересечению двух доменов. Если прошедшее через устройство излучение детектируется каким-либо фотоприемником, то зависимость амплитуды его сигнала от времени будет определяться распределением интенсивности в поле изображения и законом движения точки пересечения доменов по плоскости устройства.

Этот закон может быть различным; наиболее простой, отвечающий обычному телевизионному режиму, будет при таком соотношении скоростей движения доменов в двух кристаллах и , когда время перемещения одного домена на всю длину кристалла С"строка" изображения) равно времени перемещения другого домена на расстояние, равное его толщине. В этом случае прозрачный сканирующий элемент построчно обегает всю площадь изображения. При этом отношение скоростей равно числу строк N . Поскольку частота движения доменов £ равна У=г у/2, , где £ - длина образца, отношение частот для двух кристаллов ^/{¡г- N (для простоты считаем поле изображения квадратным); меньшая из частот будет отвечать частоте смены кадров. Следовательно, для нормального телевизионного стандарта & 25 Гц, N - 625 и = 15,625 кГц. Получение полного разрешения, отвечающего обычному числу элементов изображения, требует для доменов толщиной 20-30 мкм размеров образцов, приблизительно, 2 см, при работе устройства в практически параллельном пучке. Следует сразу отметить, что получение достаточно однородных компенсированных кристаллов столь большой площади на современном этапе развития технологии - достаточно сложная задачами именно это определяет трудности реализации обсуждаемого устройства в настоящее время; принципиальную возможность его создания можно считать доказанной, поскольку необходимые параметры доменов и скорость их движения легко могут быть получены. Последнее подтверждается непосредственной проверкой, основанной на следующих рассуждениях.

Скорость движения рекомбинационных доменов определяется, в первом приближении, соотношением концентраций свободных и связанных носителей заряда в стенках домена [1б] (именно это отношение определяет уменьшение скорости в сравнении со скоростью дрейфа свободных носителей). Можно полагать, что количество связанных носителей слабо зависит от количества свободных (это очевидно, например, если неустойчивость связана с предельной перезарядкой примесных центров). Тогда можно управлять скоростью движения доменов, изменяя концентрацию свободных носителей за счет подсветки или изменения температуры. Мы провели исследование зависимости частоты доменных осцилляции на одном из образцов Gah(Cr) в интервале температур 20 - 150 С, в отсутствие дополнительной подсветки. Оказалось, что в этом интервале на исследованном образце частота прямо пропорциональна концентрации темновых электронов; максимальная наблюдаемая частота составляла 120 кГц. Поскольку длина кристалла равнялась 5 мм, это соответствует частоте ~ 30 кГц для требуемых кристаллов больших размеров. Как видно, получение нужных для работы устройства скоростей доменов не вызывает осложнений.

Проведенный эксперимент позволяет оценить и требуемую степень однородности: отсутствие заметных искажений домена в процессе его перемещения определяется соотношением скоростей движения разных его частей; скорость же определяется концентрацией носителей, т.е. электропроводностью. Если максимальное различие скоростей движения разных участков домена , то за время ~t » отвечающее прохождению участка неоднородности длиной ¿y (t-LH/v , где у - средняя скорость движения домена), максимальное относительное смещение различных участков домена (т.е. его искажение) равно

A¿ = Alft =LhAV/V. При ширине домена ¿зом » его относительное искажение равно

4 = (Ц/Цон)лф.

Как видно из полученного выражения, степень искажения домена очень сильно зависит от характера неоднородности. Так, если неоднородность носит случайный характер, а средняя концентрация свободных носителей и примесных центров всюду в образце одинакова, размер неоднородности L,н , определяемый длиной экранирования, не превышает L^0ff , и искажение определяется, в первом приближении, разбросом скоростей A\S/\J ; для того, чтобы искажения не были заметны, достаточно удовлетворить условию A ¿/Lb0M ¿ 20 %• Соответственно, A\f/\J и определяющий его разброс концентраций не должен превышать 20 %, что вполне реально. Если же имеются систематические (пусть и более слабые) отклонения от однородности, это проявится гораздо сильнее. Например, при различии концентраций двух половин образца (.отвечающих движению двух половин домена) всего на ОД % и, соответственно, ¿if/í/—0,1 %, в образце длиной Ьц = 2 см с доменом шириной Ldof1 = 20 мкм, мы получим й l/L^i.

Таким образом, систематическая неоднородность кристалла вызывает существенные искажения; случайная неоднородность практически мало существенна. Поскольку эффект систематической неоднородности, в принципе, можно скомпенсировать (например, подбором соответствующего распределения интенсивности подсветки), из приведенных оценок следует, что создание рассматриваемого оптического сканирующего устройства вполне реально. Повидимому, основным недостатком такого устройства является необходимость работы в почти параллельном оптическом пучке; ограничение возможности устройства такими пучками неизбежно приводит к большим потерям в интенсивности оптических сигналов (предел угла сходимости пучка определяется толщиной как кристаллов, так и всего устройства; чем больше угол, тем меньше допустимая толщина, а следовательно, и степень модуляции светового пучка;.

Ограничения интенсивности и связанные с этим потери полезного сигнала снимаются, если перейти к сканированию непосредственно на этапе детектирования сигнала, т.е. использовать сканирующий приемник излучения. В качестве такого приемника также можно использовать кристалл с движущимся доменом сильного поля. При этом домен может служить источником электрического питания активной (рабочей) части фотоприемника; в этом случае приемное устройство выполняется двухслойным, так что один слой является собственно приемником, а другой, прилегающий к нему, представляет собой кристалл с движущимся доменом.

Другой, более простой вариант самосканирующего приемника -один кристалл с доменом; материал кристалла выбирается так, чтобы обеспечить фоточувствительность в нужной спектральной области. Если параметры кристалла таковы, что большая часть приложенного напряжения сосредоточена в области домена (практически это означает достаточно большой "провалена вольт-амперной характеристике), то изменение тока через кристалл, вызываемое дополнительным освещением, будет определяться фотопроводимостью домена (.см.гл.У). Соответственно, форма электрического сигнала, вырабатываемого таким приемником при прохождении по нему домена определяется распределением интенсивности в "сигнальном" световом пучке; сфокусированном на приемник. Таким образом, этот приемник, как и упомянутый ранее двухслойный, осуществляет одномерное сканирование оптического поля ^изображения;; на их основе можно обеспечить и двумерное сканирование, скомпоновав достаточное количество таких приемников в виде тонких полосок, расположенных одна под другой, и подавая напряжение последовательно на каждую полоску в течение отрезка времени, отвечающего перемещению домена на длину полоски. Параметры приемников такого типа будут определяться, в первом приближении, свойствами домена; вся низкополевая часть образца играет роль дополнительного нагрузочного сопротивления, наличие которого несколько снижает "полезный" сигнал. Шумовые характеристики, также определяемые свойствами домена, будут несколько хуже, чем у обычного фотоприемника, за счет того, что параметры домена (размер, в первую очередь; будут несколько изменяться в процессе его перемещения за счет неоднородности образца, и это вызовет появление флуктуационного сигнала уже в отсутствие "сигнальное го" светового пучка.

Принципиальная возможность сканирования оптического поля с помощью кристалла с движущимся рекомбинационным доменом была проверена в образце , находящемся в режиме доменной неустойчивости при температуре 77 К [215] . Электрический режим и скорость движения доменов задавались постоянной подсветкой от монохроматора ИКС-12 в области слабого поглощения света ;в качестве "полезного" оптического сигнала использовался световой штрих, создаваемый дополнительным источником света. На рис.7.2 приведены осциллограммы временной зависимости тока в образце при движении домена в случае отсутствия (а) и присутствия (б) светового штриха. Всплеск тока на рис.7.26, помеченный звездочной, отвечает прохождению домена через область штриха.

Была экспериментально изучена зависимость формы и амплитуды наблюдаемого всплеска от напряжения на образце, от толщины кристалла и обработки его поверхности, от интенсивности светового потока, формирующего полезный сигнал. Оказалось, что форма штриха передается наилучшим образом в том случае, когда поверхность кристалла не была полирована и его толщина составляла менее 100 мкм, а размер домена был меньше ширины штриха У все эти выводы представляются естественными. Амплитуда всплеска в области слабых сигналов линейно зависит от интенсивности возбуждения. Полученные результаты показывают, что самосканирующий приемник с движущимся доменом, действительно, можно использовать для изучения распределения интен* сивности в световом потоке, т.е. для разложения изображения;

Проведенный анализ показывает, что полупроводниковые кристаллы с движущимися рекомбинационными доменами могут быть использованы для создания простых и эффективных устройств сканирования изображения как на оптическом уровне, так и на стадии детектирования. При этом могут иметь место потери интенсивности светового потока и появление дополнительных шумов, поэтому упомянутые устройства следует рекомендовать к использованию в тех случаях, когда приемник излучения работает в непороговых режимах (например, при обработке сигналов в -оптических ЭВМ).

§ 2. Сканирующий приемник излучения с теневым штрихом

Возможности реализации рассмотренных выше сканирующих фотоприемников на основе кристаллов с движущимися доменами ограничены материалами, в которых наблюдается доменная неустойчивость ; получаемый при этом режим сканирования определяется скоростью движения доменов, и возможности изменения его также, в принципе, ограничены. Отмеченные ограничения можно снять, создавая режим сканирования путем моделирования доменов, а именно, концентрируя приложенное к кристаллу напряжение в ограниченной области за счет вспомогательной засветки с соответствующим распределением интенсивности, и заставляя эту область перемещаться по кристаллу путем перемещения засветки. Фотопроводимость этой области, вызываемая полезным сигналом, будет определять фотосигнал всего кристалла. В от-сутствие"полезного" сигнала, зависимость фотосигнала от времени будет определяться неоднородностью кристалла. Следовательно, работа приемника в таком режиме может рассматриваться как метод изучения однородности кристаллов. Это же относится и к описанным в § 3 и § 4 настоящей главы режимам.

Очевидно, что создание сканирующего приемника- такого типа возможно только на основе материала, в котором засветка способна существенно повысить электропроводность при интенсивности, не вызывающей заметных тепловых эффектов; требуемый для этого материал должен быть высокоомным+\ а типичный высокоомный полупроводник - это компенсированный полупроводник. При этом необходимо иметь фиду, что используемая для перераспределения напряжения интенсивная засветка генерирует горячие носители заряда, и особенности их поведения (диффузии и дрейфа, в первую очередь) должны сказываться на законе распределения потенциала в неоднородно засвеченном кристалле

В грубом приближении можно считать, что отношение равновесной и избыточной электропроводности равно отношению соответствующих скоростей генерации носителей. Особенностью высокоомного полупроводника является низкая скорость равновесной генерации. и, следовательно, на предельном пространственном разрешении и кинетических параметрах сканирующей системы.

Рассмотрим простейший одномерный сканирующий приемник такого рода, в котором перераспределение напряжения производится с помощью подвижного теневого штриха; вся поверхность кристалла, за исключением этого штриха, однородно засвечена от вспомогательного источника [216, 217] . На рис.7.3 схематически показано распределение темновой и избыточной концентрации, а также ход потенциала в таком приемнике. Рисунок иллюстрирует концентрацию потенциала в узкой "рабочей" области, определяемой теневым штрихом; концентрация происходит вследствие значительного повышение электропроводности "нерабочих" областей Сих засветка эквивалентна подведению контактов непосредственно к "рабочей" области). Максимальный эффект достигается, когда сопротивление "рабочего" участка превышает суммарное сопротивление засвеченных областей. Очевидно, что для этого необходимо выполнение условия

АПо/По > ¿/^ , С7.1) где £ - длина всего приемника, £р - длина рабочего участка, ио и ап0 - концентрация носителей заряда в неза-свеченной и засвеченных областях. Отношение /- К определяет число разрешимых элементов. Если это число достаточно велико, велико и требуемое повышение электропроводности засвеченных областей. Соответствующая мощность засветки Р0 может быть оценена следующим образом. Изменение напряжения на фотопроводнике с вольтовой чувствительностью ¿5 при падающей мощности Р1 равно, в линейном приближении, Л1/ = ¿) Р{ ; при этом относительное изменение напряжения равно относительному изменению электропроводности. Мощность, изменяющая электропроводность вдвое, отвечает сигналу А V , приолизительно равному питающему напряжению ]/0 : Р~ £ . Для повышения электропроводности в К раз необходима в К раз большая мощность:

Рв=ки0/Я.

При £ = 10^ В/Вт, ^ = I В и К = 200 это составит Р0 = 0,02 Вт, что не выходит за пределы возможного.

Оценим предельные рабочие параметры такого приемника.

Разрешающая способность. Очевидно, она определяется размерами участка, на котором сконцентрирована большая часть напряжения; в свою очередь, эти размеры задаются распределением концентрации носителей заряда. Последнее зависит от трех факторов. Во-первых, это пространственное распределение генерации носителей засветкой (.резкость границы теневого штриха, определяемая возможностями фокусирующей системы и длиной волны; проникновение возбуждающего света в глубину кристалла, наличие отражений внутри кристалла и т.п.). Этот фактор легко сделать мало существенным, если считать, что засветка осуществляется светом с энергией кванта заметно превышающей , т.е. отвечающей сильному поглощению. Это обеспечивает практически полное отсутствие "размытия" области возбуждения за счет проникновения света за пределы тонкого слоя, непосредственно подвергающегося засветке; фокусировка также обеспечивает тем большую точность, чем меньше длина волны. Во-вторых, существенную роль может играть диффузионное "размытие" краев областей повышенной проводимости. Точный учет этого фактора требует решения конкретной задачи о диффузии носителей заряда при высоком уровне возбуждения с учетом оптического разогрева; сколько-нибудь общее обсуждение этого вопроса вряд ли имеет смысл. ВВиду этого ограничимся очевидными соображениями о том, что диффузионное "размытие" каждой из двух границ теневого штриха должно иметь порядок 3-5 диффузионных длин Следовательно, при ширине теневого штриха ~ 1С/-я наведенная засветкой избыточная электропроводность в центре теневого штриха практически равна нулю; такую\- ширину штриха можно считать оптимальной. Необходимо отметить, что сканирование по предлагаемому способу возможно и при меньшей ширине штриха. При этом, однако, будет уменьшаться чувствительность методики, поскольку фототок от "полезного" сигнала пропорционален электрическому полю в центре штриха; поле же тем больше, чем меньше электропроводность (см.рис.7.4, иллюстрирующий распределение концентрации при нескольких значениях штриха).

Третим фактором, влияющим на разрешающую способность,

В случае, если засветка вызывает монополярную фотопроводимость, для оценки "размытия" применимы формулы, приведенные в гл.У1. является неоднородность поля в направлении, нормальном к поверхности кристалла, которая проявляется при "поверхностном" возбуждении. Роль этого фактора легко поддается точной оценке в случае, когда толщина области избыточной электропроводности пренебрежимо мала в сравнении с толщиной образца, т.е. когда возбужденную засветкой область можно считать полностью эквивалентной металлической пленке, нанесенной на поверхность. Выполненный в [217] расчет такой задачи показывает, что скачок потенциала в области теневого штриха, резкий в непосредственной близости от освещаемой поверхности, становится более плавным и более протяженным в более глубоких плоскостях, параллельных поверхности (см.рис.7.5}. При этом на глубине, равной ширине штриха (р , эффективная ширина области скачка потенциала 1р (определяемая как расстояние, отвечающее изменению потенциала на 0,7 максимального значения) в ~ 5 раз превышает ширину штриха. Эти результаты означают, что для пренебрежения неоднородностью поля по глубине следует ограничиться кристаллами, толщина которых <3? не превышает ~0,5 ширины штриха (при этом [р отличается от 1р не больше чем в 2 раза). Поскольку толщина кристалла не может быть произвольно малой, это условие фактически является дополнительным ограничением минимальной ширины штриха.

Таким образом, для получения оптимального разрешения засветку нужно производить сильно поглощаемым светом с ¡и> заметно превышающим Ед , а ширину штриха ¿р выбирать так, чтобы выполнялись неравенства £ > /о ¿а , £ > г <1 .

Максимальная скорость сканирования определяется очевидным требованием отсутствия влияния перемещения штриха на мини мальную избыточную концентрацию носителей заряда в его средней части. Полное время спадания избыточной концентрации можно оценить как (3 * 5) ( здесь обозначает собственное время неравновесной проводимости). За это время штрих должен смещаться на расстояние, меньшее чем половина его ширины. Это дает максимальную скорость сканирования (перемещения штриха)

VМАКС - ~ Ю £р/%.п. •

Шумы и чувствительность. Для снижения уровня шумов и достижения высокой чувствительности фотоприемники стремятся оградить от всякой избыточной засветки; в предлагаемой системе избыточная засветка является необходимым длд работы элементом. Легко видеть, однако, что в идеальном случае (если проводимость засвеченных нерабочих областей близка к металлической, а в области штриха влияние засветки отсутствует) засветка не должна создавать избыточных шумов, поскольку ге-нерационно-рекомбинационный шум в нерабочих областях вследствие практически нулевого поля в них не будет влиять на ток. В действительности поле в нерабочих областях не равно нулю, и флуктуации их сопротивления (как связанные со статистическим характером возбуждения, так и возникающие при перемещении штриха вследствие неоднородности кристалла) будут вызывать изменения тока через приемник. По-видимому, это и будет основным фактором, ограничивающим чувствительность сканирующего приемника; действие других факторов (таких как эффект фоновой засветки рабочего участка за счет рассеянного света, или флуктуации границ этого участка) может быть сделано достаточно малым при соответствующем выборе конструкции и формы рабочего участка.

Для оценки шумового сигнала, связанного с непостоянством сопротивления засвеченных областей, воспользуемся выражением для тока через приемник („в отсутствие "полезного" сигнала) А ь-Ц/&€0- 1 + кг ' С7-г). где & - сечение, &0 - темновая электропроводность),^- €>0/а£0 * электропроводность засвеченных областей. Считаем, что выполняется условие (7.1) нормальной работы сканирующего приемника, т.е. <Г I.

Флуктуации сопротивления засвеченных областей в любом случае можно описать как флуктуации величины л .Обозначая эту флуктуацию , получаем из (7.2) с учетом <,7.1) '

Полученное выражение хорошо описывает флуктуации, связанные с генерационно-рекомбинационными эффектами и с макроскопической неоднородностью (порядка размеров образца) ; действие случайных неоднородностей существенно меньше того, что дает (7.3), ввиду усреднения их влияния по засвеченным областям. Согласно (7.3), при Зд60/дб^г % и ггОД, относительное изменение тока в ходе сканирования будет составлять — 10 . При работе современных высокочувствительных (несканирующих) приемников в режиме, близком к пороговому, фиксируются сигналы, отвечающие ~ на 2 порядка меньшим значениям $1/1 . Из приведенных оценок следует, что чувствительность сканирующего приемника может приближаться к пороговой чувствительности несканирующего с размерами, равными размерам"раоочего" участка, при увеличении степени однородности кристалла (или компенсации неоднородности - см. § I) и интенсивности засветки.

Возможность двумерного сканирования. Описанный принцип управления работой фотоприемника может быть использован и для получения двумерного сканирования. В этом случае форма и размеры кристалла должны отвечать полному сканируемому полю, а система засветки, перемещающая теневой участок в растровом режиме, должна обеспечивать возбуждение одной строки Срис.7.6). Очевидно, что разрешение такого приемника в направлении,нормальном к направлению строки, будет заметно хуже, чем вдоль строки: закон распределения напряжения при удалении от засвеченной строки вдоль поверхности будет, в первом приближении,

Такое значение является слишком большим для генераци-онно-рекомбинационных эффектов; его можно считать характерным для макроскопической неоднородности. изменяться так же, как при удалении в глубину. Поскольку основной вклад в "полезный" фотосигнал вносят участки с наибольшим полем, эффективный размер разрешаемого элемента в поперечном направлении можно оценить как ^ 3 2р [217] . Поперечное разрешение существенно повысится, если сделать кристалл анизотропным, уменьшив его проводимость в поперечном направлении (например, сделать продольные канавки без какой-либо дополнительной обработки). В любом варианте, двумерный приемник такого типа будет давать фотосигнал, определяемый во-первых, "полезной" освещенностью рабочего участка, и, во-вторых, усредненной тем или иным способом освещенностью прочей части кристалла от "полезного" сигнала. Эта вторая составляющая сигнала вносит дополнительный вклад в шум приемника, как вследствие реальной временной зависимости полезного сигнала, так и вследствие его флуктуаций.

Экспериментальная проверка основных положений проведенного анализа была выполнена на монокристаллах и (Ык); в частности, образцы 1п$& Для исследований выбирались как в виде отдельных высокоомных кристаллов, так и в виде готовых фотоприемников. Все измерения проводились при 77 К. В качестве "полезного" сигнала на кристалл проецировалось изображение нагретой нити, вспомогательная засветка создавалась с помощью лампы накаливания, равномерно освещавшей поле диафрагмы, в котором находился подвижный тонкий непрозрачный стержень. Поле диафрагмы также проецировалось на образец, обеспечивая однородную засветку с теневым штрихом. Учитывая отмеченное выше принципиальное ограничение скорости сканирования, мы использовали малые скорости перемещения штриха (не выше 10 см/с; в этих пределах скорость не влияла на результат). Одна из особенностей, выявленных при таких исследованиях, заключается в необходимости использования контактов, обеспечивающих пропускание токов значительной плотности (обычные фотоприемники не рассчитаны на работу с используемыми нами интенсивностями света). Практически для заданного контакта это ограничивает допустимую интенсивность засветки.

Осциллограмма импульса, отвечающая прохождению теневого штриха вдоль кристалла, показана на рис.7.7 (получена на Полная высота импульса определяется изменением тока при входе теневого штриха в область кристалла и выходе из нее; соответствующие перепады фототока могут быть устранены выбором режима, в котором штрих не покидает образца. Малый импульс, расположенный приблизительно посередине плоской части большого, отвечает "полезному" сигналу: его положение относительно границ большого импульса задается положением проекции нагретой нити на кристалле, амплитуда пропорциональна мощности излучения нити. Сравнивая амплитуду полезного сигнала с расчетным значением (расчет проводился на основе формулы (7.2): находится изменение I , отвечающее изменению б0), мы получили хорошее соответствие расчета с экспериментом. Все это позволяет считать, что эксперимент подтверждает принципиальную возможность сканирования описанным методом. Экспериментальное изучение разрешения при теневом сканировании также подтверждает выводы приведенного выше анализа: при использовании для засветки сильно поглощаемого света, разрешение лимитируется либо искажением хода потенциала Столетий образец с малой диффузионной длиной) либо диффузией (тонкий образец). В случае, если ширина теневого зонда недостаточна для полного спада избыточной проводимости внутри зонда, наблюдается зависимость амплитуды полезного сигнала от ширины зонда, связанная с влиянием глубины модуляции проводимости зондом на электрическое поле в его области. Пример такой зависимости показан на рис.7.8 для одного из кристаллов : чем шире зонд, тем больше поле и больше полезный сигнал.

В описанных экспериментах использовалась механическая система перемещения засветки по образцу. Очевидно, что при создании цельной системы сканирования типа твердотельного видикона использование подвижных механических узлов не является оптимальным. Однако, в нашем случае не составляет серьезных затруднений замена механической системы перемещения засветки какой-либо из известных немеханических систем отклонения оптических пучков: поскольку засветка может производиться параллельным пучком монохроматического света, естественно использовать для управления таким пучком разработанные для лазеров системы отклонения (в первую очередь, акустооптичес-кие и электрооптические, см., например, [218, 219] ). Кстати, вполне возможно (и удобно; использование для засветки именно лазерного излучения. Все сказанное о системах перемещения пучка засветки относится и к обсуждаемым в двух последующих параграфах устройствам.

§ 3. Одномерное разложение изображений при сканировании движущейся границей "свет-тень"

Как уже отмечалось, рассмотренный в предыдущем параграфе способ сканирования при помощи теневого штриха, основанный на снятии напряжения с "нерабочих" участков фотоприемника при помощи интенсивной засветки, непригоден для создания скоростных систем: скорость сканирования должна быть достаточно малой, чтобы при движении теневого штриха по ранее освещавшимся участкам избыточная проводимость в его области успевала спадать практически до нуля. Вместе с тем, мы видели ранее (.см.гл. У, § I), что снятие напряжения с разных участков фоточувствительного кристалла посредством интенсивной засветки может быть использовано для сканирования и другим способом: перемещение границы "свет-тень" вдоль включенного в цепь постоянного тока кристалла дает (.после дифференцирования) сигнал, временная зависимость которого отражает распределение электрического поля в кристалле в отсутствие засветки; если кристалл однороден по фоточувствительности, и распределение поля задается координатной зависимостью интенсивности спроецированного на кристалл сканируемого оптического поля, именно эта зависимость будет отражена в вырабатываемом системой сигнале. Очевидно, что созданная по такому принципу сканирующая система [220] , см.рис.5.4) может обеспечить практически любую скорость сканирования, поскольку для ее работы важна лишь скорость генерации избыточной проводимости; время ее исчезновения, ограничивающее возможности рассмотренной ранее системы, здесь несущественно. Некоторые рабочие параметры системы со сканированием границей "свет-тень" улучшаются с ростом скорости сканирования. Так, разрешающая способность, определяемая; как:: и ранее,"размытием" границы возбужденной области, будет возрастать при. скоростях движения границы, превышающих скорость диффузии носителей заряда, так что при достаточно большой скорости сканирования разрешение может быть доведено до предела, определяемого точностью фокусировки оптических пучков.

Обсудим подробнее принцип работы одномерного сканирующего фотоприемника с засветкой ("считыванием") широким пучком с резкой границей. В отсутствие^считывающего пучка сопротивление кристалла Я0 = $>~*/р(х)(1х » где р - удельное сопротивление, характеризующее малый участок- вблизи сечения кристалла плоскостью Х= СхтяЬ (ось Ох ориентирована вдоль кристалла, О и А - координаты начала и конца кристалла, $ - площадь его сечения). "Полезный" сигнал создает избыточную концентрацию носителей заряда лп(х), соответственно изменяется и величина р(х)=ро-др(х).

Будем считать, что в засвеченной области р = 0. Если V - скорость перемещения границы засветки, координата ее спустя промежуток времени после прохождения начала образца есть ; сопротивление кристалла в момент, времени

Л ф = & - $>''/[ра - Ары] Ох, где - сопротивление кристалла в момент ^ = О (с учетом "полезного" сигнала).

Дифференцируя ¡/=¿/1 (ток /= СОГЦуЬ ), имеем

При дальнейшем рассмотрении будем анализировать простейшую конкретную схему включения сигнала (рис.7.9): режим постоянного тока создается при помощи последовательного сопротивления и,» я ( 1—Е/И , Е - э.д.с. батареи); дифференцирование обеспечивается ¿2 С цепочкой с постоянной * времени пробега фронта засветки по кристаллу). Элементарный расчет дает для напряжения на выходе схемы (на сопротивлении У?^ ) следующую временную зависимость:

О учетом того, что постоянная времени дифференцирующей цепочки $¿0 играет роль наименьшего разрешаемого во времени элемента (соответственно, разрешимый элемент в пространстве составляет полное число разрешимых элементов Н=Т/£гС ; при этом предполагается, что "размытие" фронта возбужденной области меньше чем ¿//V ), физический смысл трех слагаемых в (7.5) достаточно очевиден. Первое из трех представляет собой постоянное падение напряжения на наименьшем разрешимом элементе, второе - изменение этого напряжения, вызванное полезным сигналом. Третье слагаемое представляет собой паразитный сигнал, вызванный временной зависимостью полезного сигнала; во многих практически важных случаях его величина пренебрежимо мала (если бы интенсивность полезного сигнала изменялась так сильно и так быстро, что за время Т величина Ц изменялась бы на ~ 100 %,тогда приблизительно равнялась бы Ко/Т , и третье слагаемое было бы равно первому. Если же полезный сигнал изменяется слабо и медленно, паразитным сигналом можно пренебречь;.

Таким образом, и здесь (как и в предыдущем случае - § 2) работающий в сканирующем режиме кристалл можно свести к небольшому "рабочему" участку, постоянное и переменное напряжение на котором определяет соответственно фоновый и "полезный" сигнал. Фоновый сигнал можно ослабить, дополнив электрическуй схему рис.7.9 блоком ограничения постоянной составляющей (в обычных схемах постоянный фоновый сигнал убирается при помощи переходных Ц,С - цепей, что в данном случае неприменимо;.

Из проведенного рассмотрения следует, что в идеальном случае(образец полностью однороден по темновым и фотоэлектрическим характеристикам, засветка уменьшает удельное сопротивление до нуля) чувствительность и прочие параметры сканирующего приемника не отличаются от соответствующих параметров его "рабочего" участка. Наличие неоднородности должно привести (как и в § 2) к паразитному сигналу, поскольку система одинаково фиксирует отклонения удельного сопротивления от постоянного уровня вызванные как "полезным" сигналом, так и неоднородностью.

Эксперимент подтверждает полученные выводы. Осциллограмма рис.7.10 иллюстрирует возможность регистрации "полезного" сигнала сканирующим приемником рассмотренного типа Скак и в § 2, этот сигнал создан фокусировкой излучения нагретой нити на плоскость кристалла » находящегося при температуре жидкого азота), и роль неоднородности кристалла, создающей значительный паразитный сигнал, уровень которого практически ограничивает чувствительность к "полезному" сигналу. При проведении эксперимента пучок засветки перемещался при помощи вращающегося зеркала; полная схема системы сканирования показана на рис.7.II. Скорость перемещения границы о свет-тень" составляла 10 см/с. Необходимо отметить, что эта скорость на порядок превышает максимально возможную при сканировании по описанному ранее методу Св использованном с материале — 10"^ см, Т- с* 10 с, что дает (см. § 2) р мйкс см/с). Таким образом, полученные экспериментальные результаты не только подтверждают принципиальную возможность сканирования оптических полей с помощью однородного фоторезистора, возбуждаемого подвижным оптическим пучком с резкой границей, но и иллюстрируют возможность существенного увеличения скорости сканирования.

Для получения двумерного сканирования по описанному методу нужен набор "строчных" приемников, возбуждаемых поочередно, все эти приемники можно одновременно подключить ко входу устройства дифференцирования. Подробное обсуждение этого вопроса мы не приводим ввиду того, что последовательное развитие описанного здесь принципа одномерного сканирования позволяет легко осуществить двумерное сканирование на однородных кристаллах соответствующей формы (см.далее).

§ 4. Одномерное, и двумерное разложение изображений на однородном кристалле при помощи быстро движущегося тонкого светового луча

Рассмотренный в предыдущем параграфе метод одномерного сканирования фронтом широкого светового пучка является универсальным в том отношении, что возможность его использования не зависит от скорости сканирования. Нужно отметить, что при больших скоростях сканирования (больших чемл скорость диффузии носителей заряда; необходимая для реализации этого метода ширина светового пучка может быть меньше чем длина кристалла (при малых скоростях размер светового пучка должен быть больше размера кристалла.). Причина этого заключается в том, что при больших скоростях перемещения области засветки, электропроводность в ранее возбуждавшихся участках кристалла остается повышенной и после того, как возбуждающий пучок покинул эти участки. В частности, если скорость движения области засветки V столь велика, что время прохождения всей длины кристалла (длины строки ^ ) меньше чем время жизни состояния неравновесной проводимости ^.п. (т-е* ПРИ прассмотренная сканирующая система оудет работать практически в прежнем режиме при произвольном сокращении размеров области засветки. В пределе, мы можем сконцентрировать/ возбуждение в тонком световом луче, одновременно повысив плотность потока энергии излучения.

Требуемую мощность излучения Р можно оценить на основании следующих соображений. Поскольку за время пробега луча по кристаллу рекомбинация не успевает произойти, количество рожденных светом носителей заряда равно числу поглощенных квантов Ь1кв=0-(!!)(Р/1ш)(1,/1/) , где /¿! «коэффициент отражения (полагаем, что коэффициент поглощения достаточно высок, так что входящее в кристалл излучение полностью поглощается в нем). Количество избыточных носителей заряда должно превышать полное количество равновесных носителей заряда, равное % ¿, $ , в число раз не меньшее чем число разрешимых элементов в строке N3 (это гарантирует неизменность режима работы сканирующего приемника по всей длине: вплоть до последнего разрешаемого элемента изображения, со-" противление засвеченной части приемника остается пренебрежимо малым). Отсюда получаем соотношение 2 ; следовательно,

Я V/и;/({-. (7.6)

Взяв для оценки параметры, характерные для высокоомного кремния ( По = Ю11 см"3, ¡IV ^ I эВ, и положив Ю3 (отвечает широковещательному телевидению), = 1СГ3 см2 и V = Ю5 см/с, получим из (7.6) граничное значение Р — 5 мВт. Получение такой оптической мощности не вызывает осложнений, она обеспечивается стандартным гелийнеоновым лазером типа ЛГ-126.\|1сли от перейти к высокоомному СгаАо. » % в (7.6) уменьшится на 3-4 порядка; соответственно, упадет и требуемая для сканирования оптическая мощность. Так соотношение (7.6) наглядно демонстрирует преимущества высокоомных полупроводников как материала для сканирующих фотоприемников.

Таким образом, при больших скоростях сканирования (1/> у/%л") рассмотренный ранее способ сканирования естественно заменить другим - сканированием тонким световым лучом, с сохранением прежней электрической схемы. На основе этого модифицированного способа легко осуществить двумерное сканирование на однородном высокоомном кристалле [231] .Рассмотрим кристалл прямоугольной формы, мысленно разделив его на набор параллельно соединенных приемников - строк. Для того, чтобы сканирование каждой отдельной строки проводилось в таком же режиме, какой имел место в отсутствие остальных строк, нужно, чтобы в сканируемой строке сохранился режим постоянного тока. Присутствие параллельно подключенных строк с неизменным сопротивлением затрудняет сохранение режима постоянного тока, вызывая перераспределение тока по кристаллу в процессе перемещения луча засветки. В результате ток в сканируемой строке к концу пробега луча уменьшается, что вызывает искажение выходного сигнала. Эффект перераспределения тока можно уменьшить, если создать вблизи одного из контактов фотоприемника высокоомную область с неизменным сопротивлением (ее можно изолировать от действия засветки; на рис.7.12 эта область заштрихована). Наличие этой области, включенной последовательно со сканируемыми строками, обеспечивает режим постоянного тока в каждой строке, разрывая проводящую цепочку "контакт - возбуждаемая строка", существование которой и было причиной перераспределения тока.

Эксперимент полностью подтверждает как принципиальную возможность сканирования изображений на однородном двумерном кристалле с помощью тонкого светового луча, так и приведенные соображения о роли перераспределения тока между строками и о возможности его предотвращения введением несканируемого высокоомного слоя. На рис.7.13 показаны осциллограммы импульсов с выхода дифференцирующего устройства системы сканирования, собранной по изложенному принципу на основе кристалла з кремния с размерами 6x4x0,3 мм^; электроды наносились на грани длиной 4 мм. Сканировалось спроецированное на кристалл изображение мерной сетки; источником засветки служил лазер ЛГ-126 Сдлина волны 0,63 мкм), луч фокусировался в точку диаметром 0,1 мм на поверхности кристалла, скорость перемещения

-г 4 луча вдоль строки составляла 10 см/с, что отвечает времени пробега = 0,6x10"*^ с при с, так что

V . Осциллограмма "а" рис.7.13 отвечает пробегу луча вдоль строки в случае, когда оба контакта к кристаллу низко-омны? для получения осциллограммы "б" вблизи одного из контактов был сформирован высокоомный слой, экранированный от действия света. Периодически повторяющиеся впадины показывают распределение интенсивности в "полезном" световом изображении; вызванное перераспределением тока во время пробега луча по кристаллу искажение сигнала (.случай "а") устраняется введением высокоомного слоя.

Необходимо отметить, что при использовании более высокоомного кристалла для отсутствия перераспределения тока и связанных с этим искажений не потребуется принятия специальных мер. Так, если максвелловское время релаксации материала кристалла ^^с меньше времени пробега луча вдоль строки, за время пробега распределение поля в -невозбуждаемой засветкой части кристалла не успеет измениться, а следовательно, не изменится и токовый режим. Для высокоомного арсенида галлия

7 8 -4. -5 с — Ю -г 10 ом см ТМЙКС имеет порядок 10 - 10 с, с и при V — 10 см/с это условие будет выполняться. При этом, даже с диаметром световой точки 0,1 мм, на кристалле размера-р ми ~ 60x80 мм^ можно получить число разрешимых элементов, отвечающее широковещательному телевизионному стандарту (.при улучшении фокусировки размеры кристалла можно соответственно уменьшить).

Режим (.последовательность) считывания отдельных строк при двумерном сканировании тонким световым лучом должны отличаться от обычных ввиду необходимости "отдыха" кристалла после считывания одной строки в течение времени, необходимого для рекомбинации возбужденных считывающим лучом носителей заряда (.не менее 3-5 Это означает, что возможны два варианта работы: а) строки сканируются последовательно в кристалле, отвечающем по площади всему сканируемому полю, но время "обратного хода" луча ^ превышает (3-5) Тн.п. (напомним, что время "прямого хода" ~ЬП меньше Тнп> ; такое соотношение £ и обратно принятому в обычном телевидении); б) сканируемое поле перекрывается несколькими кристаллами, изготовленными в виде полос, ориентированных вдоль строк и расположенных параллельно (каждая полоса имеет свой источник питания; все полосы подключены ко входу дифференцирующего устройства. Число полос должно быть равно отношению £ /4 , и в интервале между сканированием строк одной полосы нужно просканировать по одной строке из каждой другой полосы.

Оба варианта следует признать возможными; в обоих случаях требуется работа систем восстановления изображения по получаемому при сканировании видеосигналу в нестандартном режиме, отвечающем режиму сканирования. Оптимальным решением всей задачи сканирования и восстановления изображения будет такое, в котором как сканирование, так и восстановление производится при помощи лучей лазеров, перемещающихся в одинаковых режимах ^т.е. с использованием проекционного телевизионного индикатора). Общая схема такой приемо-передающей системы представлена на рис.7.14. По-видимому, такого рода системы могут быть полезны в техническом телевидении (например, в тепловидении), где проблемы сканирования и восстановления изображения часто приходится решать нетрадиционными средствами. При этом можно наиболее полно использовать рсновную особенность предлагаемых методик сканирования, которая заключается в почти полном отсутствии ограничений на спектральный диапазон работы (ограничения связаны только с требованием высокоомности, но это условие может быть выполнено за счет подбора компенсации и температуры). Никакие другие твердотельные аналоги видиконов (например, ФЭПИКОН, - см. [203, 232-236 ] ) такими свойствами не обладают. В частности, можно рекомендовать приемники с оптическим сканированием для создания устройств обработки информации в инфракрасном диапазоне (тепловизионных устройств).

Отметим также принципиальную возможность передачи и воспроизведения многоцветных изображений на основе рассмотренных выше сканирующих приемников. Эта задача решается использованием нескольких одновременно сканируемых приемников разных спектральных диапазонов, и совмещением излучения нескольких лазеров при воспроизведении изображений.

Как видно из вышеизложенного, высокоомные компенсированные полупроводники могут служить основой для создания новых эффективных систем обработки оптической информации. Эта обработка (сканирование световых пучков; может производиться на оптическом уровне с использованием доменной рекомбинаци-оннои неустойчивости в электрооптически активных кристаллах, или на стадии детектирования световых сигналов с помощью однородных кристаллов большой площади. В последнем случае также возможно использование кристаллов с движущимися рекомбинационными доменами (в качестве сканирующих приемников излучения; ; кроме того, можно применить сканирование спроецио-ванных на кристалл изображений с помощью оптических пучков различной конфигурации: широкий пучок с теневым промежутком или с резкой границей, узкий световой луч. При достаточно высокой однородности образцов перечисленные методы сканирования способны обеспечить хорошие рабочие параметры (чувствительность, разрешающую способность и скорость;; на их основе возможно создание твердотельных аналогов видикона как для обычных, так и для специальных телевизионных систем. Спектральная область чувствительности таких твердотельных видиконов может быть практически произвольной, что позволяет рекомендовать их, в частности, для систем обработки информации, работающих в инфракрасном диапазоне,

Описанные в гл.УП оригинальные результаты опубликованы в работах [215-217, 220, 231, 237, 238 ] .

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Комплекс представленных в диссертации исследований был проведен с целью выяснения особенностей физических процессов, протекающих с участием горячих носителей заряда в компенсированных полупроводниках. Выполненные при этом работы потребовали расширения круга изучаемых явлений; в их число вошли наряду с традиционными Сэлектропроводность в слабых и сильных электрических полях, фотопроводимость, люминесценция, эффект Холла) такие явления как ионизация глубоких примесных уровней электронами высоко расположенных долин с-зоны в присутствии электрического и магнитного полей, примесное электропоглощение и тепловые релаксационные эффекты. Постановка и проведение указанных исследований потребовали более широкого подхода к эффектам межпримесного взаимодействия в полупроводниках, в первую очередь, к оже-процессам с участием связанных на примесях носителей заряда; был выполнен анализ различных физических проявлений таких оже-процессов (захват и генерация носителей заряда, ионизация примесных центров, рассеяние и энергетическая релаксация, междолинный и пространственный перенос;. Эти исследования составляют новое научное направление: физика процессов генерации, релаксации и рекомбинации. горячих носителей заряда в компенсированном полупроводнике, обусловленных йежпримесным взаимодействием.

Для обоснования основных научных положений, развитых в работе и выносимых на защиту, было проделано следующее:

I. Изучено влияние межпримесного взаимодействия на процессы захвата носителей заряда разной энергии. Показано, что эффекты межпримесного взаимодействия существенно (в ряде случаев определяющим образом; воздействуют на ход неравновесных процессов в компенсированном полупроводнике, в частности на ход процессов с участием горячих носителей заряда, обогащая набор генерационно-рекомбинационных механизмов и открывая возможность оптического и полевого управления величиной и спектральной зависимостью фоточувствительности, а также интенсивностью и спектром рекомоинационного излучения.

2. Разработана модель простейших примесных комплексов в компенсированном полупроводнике, включающих один атом фоновой "мелкой" примеси и один или два атома компенсирующей примеси с глубоким уровнем энергии. Показано, что двухчастичные комплексы играют в рекомбинационных процессах роль центров быстрой рекомоинации ^ -центров), а трехчастичные - роль центров медленной рекомоинации ^ „ г "-центров;. Получены свидетельства реализации такой модели ь компенсированных кристаллах йШСг) . 1пР(Ре) „ Сс1Гг((?е).

3. Изучен механизм рекомбинации носителей заряда в ряде полупроводниковых кристаллов со сходной структурой энергетического спектра фйк(Ст). (та Аз (0) , СгаА&г) , 1пР(Ра);; показано, что во всех исследованных кристаллах имеет место оже-рекомбинация с участием связанных носителей заряда. Процессы такого рода, являющиеся источником горячих носителей заряда, могут доминировать в рекомбинации при наличии в полупроводнике донорно-акцепторных комплексов, оба компонента которых обладают достаточно глубоким локальны»? уровнем энергии. Экспериментально найденное для такого случая значение сечения оже-процесса весьма велико С S ~ ICT^ см2).

4. Проведено обобщение существовавших ранее представлений об оже-процессах с участием связанных носителей заряда на случай полупроводника с разноэнергетичными долинами зоны проводимости. Показано, что такие оже-процессы могут обуславливать не только захват, но и генерацию, энергетическую релаксацию, междолинный и пространственный перенос горячих носителей заряда. Изучены экспериментальные проявления таких процессов. Выполнена теоретическая оценка вероятностей различных оже-процессов с участием электронов высоко расположенных долин. Установлено, что сечения оже-процессов ионизации глубоких примесных центров и захвата электронов на такие центры для электронов верхних долин могут намного превышать сечения аналогичных процессов в однодолинном полупроводнике, достигая значений 1СГ1"5 - см2.

5« Изучено влияние слабого (в сравнении с порогом междолинного переноса) электрического поля на процессы энергетической релаксации горячих электронов. Показано, что в полупроводниках с энергетической структурой типа Crû Л S (т.е. с разноэнергетичными долинами зоны проводимости, эффективная масса которых существенно разная) имеет место эффект влияния электрического поля на релаксацию горячих электронов, который заключается в полевой стимуляции возвращения в верхнюю долину части электронов, переходящих из верхней в нижнюю долину. В результате увеличивается (до двух раз, в приближении изотропной центральной долины) степень заполнения верхних долин с-зоны электронами, и существенно возрастает скорость всех процессов, протекающих с участием электронов верхних долин. В частности, это проявляется в изменении электрическим полем степени ионизации примесных уровней, глубина которых меньше разности энергий между нижней и верхними долинами с-зоны; в этих пределах порог полевого ионизационного эффекта не зависит от глубины ионизируемого уровня.

6. Проведено исследование влияния электрического поля на рекомбинационные процессы в компенсированном полупроводнике. Установлено, что межпримесное взаимодействие обуславливает действие двух факторов, определяющих ход вольт-амперной характеристики в области сильных полей и электрическую неустойчивость тока в высокоомных компенсированных кристаллах с омическими контактами, - полевой перезарядки глубоких примесных уровней и модуляции сечений захвата носителей заряда на глубокие уровни комплексов при полевой ионизации более "мелкого" компонента комплекса. Для таких полупроводников типична N -образная вольт-амперная характеристика и низкочастотная доменная неустойчивость тока.

7. Выполнен анализ кинетики релаксации энергии, введенной в полупроводник при оптической генерации горячих носителей заряда. Показано, что этот процесс имеет несколько четко выраженных этапов; величина энергии, выделяющейся на разных этапах, а также их протяженность отражают существенные закономерности процесса релаксации и рекомбинации носителей заряда. Предложены экспериментальные методы изучения этого процесса, с помощью которых можно получить информацию об энергетическом спектре запрещенной зоны, о механизме захвата носителей заряда и о наличии перезарядки глубоких примесных уровней.

В ходе выполнения работы созданы новые методы определения параметров полупроводников, а именно:

- способ определения параметров энергетической структуры по тепловому действию коротких световых импульсов ;

- способ определения коэффициента диффузии и теплопроводности по импульсному нагреву;

- группа теневых методов контроля однородности полупроводниковых кристаллов;

- способ определения диффузионной длины и времени жизни по размытию границы возбужденной области при освещении кристалла подвижным световым пятном.

Кроме того, предложен и опробован двухлучевой вариант модуляционной спектроскопии для выявления слабых возмущений оптических спектров при непериодическом внешнем воздействии.

На основе полученных при изучении доменной неустойчивости результатов, а также разработанных нами свето-теневых методов последовательного возбуждения различных участков полупроводникового кристалла, предложено несколько новых методов обработки оптической информации. Показана принципиальная возможности создания твердотельного аналога видикона с помощью высокоомного компенсированного полупроводникового кристалла, сканируемого тонким световым лучом; существенно, что принцип работы такого видикона практически не накладывает ограничений на спектральную, область его чувствительности.

Считаю своим приятным долгом выразить глубокую благодарность М.К.Шейнкману, совместно с которым была выполнена большая часть исследований, посвященных оже-процессам с участием примесных комплексов, и О.В.Третяку, В.Н.Захарченко, А.Г.Ильяшенко, Н.Г.Фомину, А.И.Вустенко и А.Н.Дюпе, участвующим в выполнении представленной здесь работы на различных ее этапах.

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Воробьев, Юрий Васильевич, 1983 год

1. Рашба Э.И. К теории тонкой структуры спектров донорно-акцепторных пар. ФТТ, 1970, 12, №12,2963-2969.

2. Излучательная рекомбинация в полупроводниках. Сб.ст. под ред. Я.Е.Покровского. М., Наука, 1972, с.304.

3. Белоглазов Л.В., Биндерманн Р., Грачев В.М., Юнович А.Э. О структуре спектров излучения в Ga р , связанных с примесными комплексами Zn-o и Cd-o . Ф1П, 1969, 3, № II, I608-I6II.

4. Панков Н. Оптические процессы в полупроводниках. М., Мир, 1973, 456 с.

5. Мосс Т., Барелл Г., Эллис Б. Полупроводниковая оптоэлект-роника. М., Мир, 1976, с.431.

6. Hal Bogardus Е., Barry ВеЪЪ Н. Bound-exiton, free-exciton, band-acceptor, donor-acceptor, and Auger recombination in GaAs. Phys. Rev., 1968, I£6, N 3, 993-3D02.

7. Алексеева В.Г., Карпова И.В., Калашников с.Г. Зависимость времени жизни электронов и дырок в германии от их концентрации. ФТТ, 1959, I, № 4, 529-534.

8. Бонч-Бруевич В.Л., Гуляев Ю.В. К теории ударной рекомбинации в полупроводниках. ФТТ, I960, 2, 3, 465-473.

9. Шейнкман М.К. О возможном механизме рекомбинации на многозарядных центрах в полупроводниках. ФТТ, 1963, 5, № 10, 2780-2785.

10. Шейнкман М.К. О возможности оже-рекомбинации на много зарядных центрах в германии и кремнии. ФТТ, 1965, 7, 28-32.

11. Толпыго Е.И., Толпыго К.Б., Шейнкман М.К. Оже-рекомбинация с участием носителей, связанных на различных центрах. ФТТ, 1965, 7, № 6, 1790-1793.

12. Толпыго Е.И., Толпыго К.Б., Шейнкман М.К.Безызлучатель-ная оже-рекомбинация электронов на донорно-акцепторных парах. ФИ1, 1974, 8, № 3, 509г5ГЗ.

13. Landsberg Р.Т. Non-radiative transitions in semiconductors, Phys. Stat. Sol., 1970 , 41, N 2, 457-450.

14. GunnJ.B. Instabilities of current in III-Y semiconductors. IBM Journ. Rev. Dev., 1964, 8, N 2, I4I-I59.

15. Gunn J.B. On the shape of travelling domain in gallium arsenide. IEEE Trans., 1967, ED-I4, IT ПЮ , 72D-72I.

16. Бонч-Бруевич B.JI., Звягин И.П., Миронов А.Г. Доменная, электрическая неустойчивость в полупроводниках. М., Наука, 1972, с.414.

17. Конуэлл Э. Кинетические свойства полупроводников в сильных электрических полях. М., Мир, 1970, с.384,

18. Левинштейн М.Е., Пожела Ю.К., Шур М.С. Эффект Ганна. М., Сов.Радио, 1975, с.288.

19. Левинштейн М.Е., Новые результаты в исследовании междолинного переноса горячих электронов. ФИ1, 1979, 13, № 7, 1249-1268.

20. Aspnes D.E. Ga As lov/er conduction-band minima: ordering and properties. Phys. Rev., 1976, В14, IT 12, 5551-5343.

21. Littlejohn M.A., Hauser J.R., Glisson Т.Н. Velocityfield characteristics of Ga As v/ith Ъ? - Xе6 б бconduction-band ordering. J. Appl. Phys., 1977» 43» IT II, 4587-4-590.

22. Pozela J., Keklaitis A. Electron transport propertiesin Ga As at high electric fields. Solid State Electronics, 1930, 22, N 9, 927-933.

23. Mirlin D.N., Karlik I.Ja. , NikitinL.P,, Eeshina I.I. et al. Hot electron photoluminescence in Ga As crystals. Sol. State Commun., 1981, 57, N 9, 752-760.

24. Захарченя Б.П., Мирлин Д.Н., Перель В.И., Решина И.И. Спектр и поляризация фотолюминесценции горячих электронов в полупроводниках. УФН, 1982, 136, № 3, 459-500.

25. Пожела Ю.К., Плазма и токовые неустойчивости в полупроводниках. М., Наука, 1977, с.368.

26. Glinchuk K.D. , Prokhorovich A'.N., Vovnenko V.I. The internal radiative efficiency and mechanism of temperaturequenching in Ga As. Phys. Stat. Sol. (a), 1976, j54, IT 2,777.786.

27. Glinchute K.D., Prokhorovich A.V., Eodionov V.E., Vovnenko

28. V.I. Scheme of electronic transitions via О ,94, 1,2 and 1,5ev radiative centres in n-GaAs. Phys.St.Sol.(a),I977»4ItN2. 659-668.

29. Вовненко В.И., Глинчук Н.Д., Прохорович А.В. Влияние термообработки на интенсивность "собственного" излучения вn-GaAs. ФШ, I9Y7, II, № II, 2095-2099.

30. Глазов В.М., Киселев А.И., Лебедева Л.В. Растворимость и взаимодействие легирующих элементов донорного и акцепторного типа в арсениде галлия. ФТП, 1975, 9, № 6, 1085-1089.

31. Weiner М.Е., Jordan A.S. Analysis of doping anomalies model. J.Appl.Phys., 1972, 4£f N 4, I767-I77I.

32. Соловьева Е.В., Сабанова Л.Д., Мильвидский М.Г.Особенности компенсации в арсениде галлия с кислородом. ФИ1, 1978, -12, № 2, 394-395.

33. Соловьева Е.В., Каратаев В.В., Мильвидский М.Г. и др. Влияние типа и концентрации точечных структурных дефектовна электрофизические свойства нелегированного арсенида галлия. ФТТ, 1972, 14, № 2, 528-532.

34. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Карханин Ю.И. и др. Особенности рекомбинации и электрическая неустойчивость в компенсированном хромом арсениде галлия. Совещание по глубоким центрам в полупроводниках. Тезисы докладов. Одесса 1972, с.39.

35. Воробьев Ю.В., Воробьева Н.В., Захарченко В.Н., Карханин Ю.И. и др. Особенности рекомбинационной неустойчивости электрического тока в высокоомном Ga As (Сг). Тезисы докладов УШ научно-технической конференции. КПИ, Кишинев, 1972, с.21.

36. Шейнкман М.К. Увеличение фоточувствительности и интенсивности люминесценции при фототермической диссоциации до-нор^но-акцепторных пар в Cd£ . Письма в 1ЭТФ, 1972, 15,fill, 673-676.

37. Ризаханов М.А. Энергетический спектр и природа центров прилипания в монокристаллических пленках case . Письма в 1ЭТФ, 1972, 15, № 12, 718-721.

38. Абакумов В.Н., Перель В.Н., Ясиевич И.Н. Теория захвата электронов на притягивающие центры в полупроводниках при фотовозбуждении. ЖЭТФ, 1977, № 2, 674-686.

39. Абакумов В.Н., Перель В.Н., Яссиевич И.Н. Захват носителей заряда на притягивающие центры в полупроводниках. ФТП, 1978, 12, № I, 3-32.

40. Абакумов В.Н., Крещук Л.Н., Яссиевич И.Н. Захват носителей на притягивающие центры в сильных электрических полях. ФТП, 1978, № 2, 264-272.

41. Абакумов В.Н., Соколова З.Н. Захват носителей на притягивающие центры при участии оптических фононов. ФТП, 1978, 12, № 8, I625-1628.

42. Абакумов В.Н. Расчет вероятности захвата электрона на ку-лоновский центр при спонтанном излучении оптического фо-нона. ФШ, 1979, 13, № I, 59-64.

43. Абакумов В.Н. Рекомбинация горячих электронов на примесные центры в полупроводниках. ФТП, 1979, 13, № 5, 969973.

44. Роуз А. Основы теории фотопроводимости. М., Мир, 192 с.

45. Henry С.Н», Lang D.V. Nonradiative capture and recombination by multiphonon emission in GaAs and GaP. Phys.Rev.B., 1977, ¡¿,H 2, 989-3D 16.- 296

46. Пекар С.И. Исследования по электронной теории кристаллов. М., ГТТИ, 1951, с.288.

47. Антонов-Романовский В.В. Кинетика фотолюминесценции кристалл о фосфоров. М., Наука, 1966, 323 с.

48. Винецкий В.Л., Холодаръ Г.А. Статистическое взаимодействие электронов и дефектов в полупроводниках. Киев, Наук, думка, 1969, 187 с.

49. Воробьева В.Н., Воробьев Ю.В. Электропроводность компенсированного полупроводника при учете взаимодействия между донорами и акцепторами. Вестник КГУ(Физика), 1974,15, 61-68.

50. Воробьева Н.В. Особенности электропроводности высокоомного ГтаАв(Сг) , связанные с наличием донорно-акцепторных пат / I, 1974, 19, № I, II6-II9.

51. Lin ä.jj• i Bube H.H. Photoelectric properties of high-resist ing GaAs + Cr. J.Appl.Phys., 1976, 4£, N5, I858-I867

52. Воробьева H.B., Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Третяк O.B. Доменная рекомбинационная неустойчивость в полуизолирующем GaAs С°.г) # Труды Симпозиума по физике плазмы и электрическим неустойчивостям в твердых телах. Вильнюс, 1971.

53. Allen G.A. The activation energy of chromium, iron and nickel in gallium arsenide. Brit.J.Appl.Phys., I960, ser., 2, I, TS 5, I6I6-I6I9.

54. Балагуров JI.А., Омельяновский Э.М., Первова Л.Я. Биполярная проводимость в полуизолирующем арсениде галлия с примесью хрома. ФОЛ, 1974, 8,'№ 8, I6I6-I6I9.

55. Воробьева В.Н., Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г., Фомин Н,г.- 29?

56. Полевые и температурные зависимости рекомбинационных процессов в кристаллах Ga As с разным содержанием Сг , Вестник КГУ, (физика), 1982, вып.23, 94-98.

57. Воробьева В.Н., Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г., Любченко А.В. и др. Процессы рекомбинации носителей заряда в кристаллах полуизолирующего Ga As с различным содержанием Сг . УФЖ, в печати.

58. Vorobeva N.V. , Vorobev Yu.V., Tretyak O.V. On the influence of donor-acceptor interaction upon recombination and electrical instability in semi-insulating GaAs (Cr). Phys. Stat.Sol.(a), 1975, IZ, ^ I, 155-162.

59. Воробьева B.H., Воробьев Ю.В., Захарченко 3.H., Kapxa-нин Ю.И., ТретякО.В. Особенности рекомбинации и электрическая неустойчивость в компенсированном хромом GaAs , УФН, 1973, 18, № 10, 1660-1664.

60. Омельяновский Э.М., Первова Л.Я., Рошевская Э.П., Фистуль В.И. Фотопроводимость полуизолирующего арсенида галлия с примесью хрома. ФТП, 1971, 5, № 3, 554-555.

61. Vorobeva H.V. , Vorobev Yu.V., Karkhanin Yu.I. Photoconductivity of semi-insulating GaAs (Cr) in high electric field. Phys.Stat.Sol. (a) , 1971, ?, И 6II-6I5.- 62. Vorobeva N.V. , Vorobev Yu.V., Iiarkhanin Yu.I, Kolomietsl.A.,

62. Tretyak O.V. On the mechanism of the recombination of chargecarriers in semi-insulating GaAs (Cr). Phys.St.Sol.(a),1974, 21, U 2, 369-367. 63. Пека Г.П., Карханин Ю.И. Энергетический спектр глубокихуровней и механизм излучательной рекомбинации в Шф).

63. ФТП, 1972, 6, № 2, 305-310.- 258

64. Батавин В.В., Попова Г.В. О природе центра рекомбинации, ответственного за полосу излучения с энергией 0,79 -0,85 ЭВ. ФТП, 1974, № 12, 2289-2294.

65. Stocker H.J., Schmidt M. Photoluminescence of the Gr acceptor in "boat-grown and LРЕ GaAs. J.Appl.Phys., 1976,4?,И6,2450 .

66. Ушаков B.B., Гиппиус A.A., Корнилов Б.В. Внутрицентровой излучательный переход на ионах Сг2+ в GaAs . ФШ,' 1978, 12, № 2 , 358-363.

67. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В. Коломиец И.А. О природе полосы люминесценции 0,8 эВ в GaAs(Cr). ФТП, 1974, 8, №3, 606-608.

68. Воробьев Ю.В., Шейнкман М.К. Эффекты модуляции сечений захвата носителей на рекомбинационные центры и их роль в люминесценции. Изв.АН СССР, сер.физ., 1974, 38, № 6, 1330-1333.

69. Степанов В.Е., Козлов A.B. Электронные резонансы в полупроводниках. ФТТ, 1970, 12, № 12, 3425-3430.

70. Бир Г.П. К теории примесных состояний, лежащих в разрешенной зоне. ФТТ, 1971, 13, № 2, 460-470.

71. Губанов А.И., Давыдов С.Ю. Примесные уровни в многодолинных полупроводниках. ФИ1, 1972, б, № 9, 1677-1682.

72. Voro"b'ev Yu.V., Tolpygo E.J., Sheinkman M.K. Auger recombination with the participance of the impurity complexes in multy-valley semiconductors. Phys.Stat.Sol.(in print).

73. Воробьев Ю.В., Толпыго Е.И., Шейнкман M.K. Оже-процессы с участием примесных комплексов в некоторых полупроводниках AB. ФШ (в печати).

74. Кузьмин В.А., Крюкова Н.И., Кирегян A.C. Об ударной ионизации глубоких уровней в полупроводниках. ФЗП, 1975, 9,^.9, 1729-1735.

75. Балтенков A.C., Белорусец Е.Д. Ударная ионизация глубоких примесных центров в полупроводниках. ФТП, 1978, 12, Ii II, 2154-2159.

76. Милне А. Глубокие уровни в полупроводниках. М., Мир, 1977, с.562.

77. Ridley B.K, Crisp J.J., Shishiyanu F.S. Slow Domains and negative resistance via the enhanced capture of transferred electrons in n-type GaAs. J.Phys.C., 1972, jj, N 2, 187-198.

78. Ридли Б.К., Шишияну Ф.С. Исследование механизма образования медленных доменов и отрицательного сопротивления в арсениде галлия. ФТП, 1973, 7, № 5, 905-913.

79. Костылев С.А., Прохоров Е.Ф. Экспериментальное доказательство захвата "тяжелых" электронов в n-GaAs с глубокими центрами. ФТП, 1979, 13, № 4, 801-803.

80. Прохоров Е.Ф. Формирование неустойчивости при локализованном развитии дрейфовой и концентрационной отрицательной дифференциальной проводимости N -типа. ФТП, 1982, 16,8, 1396-1398.

81. Принц В.Я*, Речкунов С.Н. Захват электронов и дырок всильном электрическом поле на безызлучательные центры в йа Ав .В сб. "Физика соединений А3В5", Новосибирск,1981, с.208-209.

82. Принц В.Я., Бобылев Б.А. О влиянии сильного электрического поля на захват электронов безызлучательными центрами в йаАз . ФТП, 1980, 14, № 9, 1839-1841.

83. Воробьев Ю.В., Шейнкман М.К. Оже-процессы с участием связанных носителей заряда в компенсированном полупроводнике с разноэнергетичными долинами зоны проводимости. УФЖ,1982, 27, № 8, 1198-1201.

84. Воробьев Ю.В. О причинах сильной полевой зависимости сечений захвата электронов на глубокие примесные уровни в полупроводнике с разноэнергетичными долинами зоны проводимости. ФШ, 1982, 16, № II, 2033-2035.-10\

85. Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Третяк O.B. Визуальное наблюдение доменов сильного поля в Ga As(Cr).ФТП, 1970, 4, № 8, 1604-1606.

86. Vorobev Yu.V., Karkhanin Yu.I., Tretyalc O.V. Investigation of the electric field distribution in Ga As(Cr) samples under the condition of electric current instability. Phys.St. Sol., 1970, 42, N I, KD9-KHI.1. Q?

87. Vorobev Yu.V., Karlchanin Yu.I, TretyakO.V. Electrical instability in half-ihsulating GaAs. Phys.St.Sol. ,1969,¿2,1*2,499.

88. Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г., Карханин Ю.И., Филина JI.И.,

89. Шейнкман М.К. Эффект сильного гашения электрическим полем термостимулированной проводимости GaAs (Cr) . УФ1, 1976, 21, № 10, 1666-1672.

90. Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г., Шейнкман М.К. Эффект аномально сильного опустошения электрическим полем уровней прилипания в высокоомном GaAs(Cr) . ФТП, 1977, II, №' 3, 791-793.

91. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Ильяшенко А.Г.,Ионизация глубоких примесных центров электронами верхних долин зоны проводимости в полуизолирующих кристаллах Ga As и ХпР . ФИ, 1982, 16, № 7, II57-II6I.

92. Dussel G.A., Bube R.H. Electric field effects in trapping processes. J.Appl.Phys.,1966, ¿7, N 7, 2797-2805.

93. Некрасов M.H. Неоднородные диэлектрики. 4.1. Изд.Киевско302 го политехнического института, 1964, с.114.

94. Воробьев Ю.В., Ипьяшенко А.Г., Щейнкман М.К. Особенности процесса релаксации горячих электронов в высокоомном GaAs(Сг).УФЖ, 1978, 23, № 12, 2015-2022.

95. Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г., Шейнкман М.К. Ионизация примесных центров горячими оже-электронами и особенности процесса релаксации носителей заряда в компенсированном арсениде галлия. ЖЭТФ, 1979, 76, № 2, 607-615.

96. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Шейнкман М.К. Особенности механизма фотопроводимости полуизолирующего 1пР(Ре) . УФЖ, 1982, 27, № 7, 1053-1060.

97. Воробьев Ю.В.,Захарченко В.Н., Ильяшенко А.Г. Особенности рекомбинационных процессов в полуизолирующем 1п<рСр^). ФТП, 1982, 16, № б, 1023-1026.

98. Гешл П., Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н. Ильяшенко А.Г. Особенности рекомбинационных процессов в полуизолирующем Со&-е(Яе)УФИ; 8 печати.

99. Glover G.H. Study of electron energy relaxation times in GaAs and InP. J.Appl.Phys.,1973, fW, И J, I295-I30I.

100. Glover G.H. Ionization rate in GaAs determined from photomultiplication in a Shottky barrier. J.ApplPhys.,1973, 44,1. N7, 3253-3256.

101. Матуленис А.Ю., Пожела Ю.К., Реклайтис А.С.Квазистационарное состояние полупроводника в электрическом поле в случае убегания электронов. Лит.физ.сборн., 1974, Х1У, № 6, 899-905.

102. Кгошег Н. Hot-electron relaxation effects in devices. Solid.St.Electron., I97S, 21, N I, 61-67.

103. Лидьярд А. Ионная"проводимость кристаллов. M., Мир, 1962, 221 с.

104. НО. Llatulionis A., Pozela J., Reclaitis A. Monte Carlo calculations of hot electron transient behaviour in CdTe and

105. CdAs. Phys. St. Sol. (a), 1976, N I, 4-5-48.

106. Матуленис Л., Пожела Ю., Реклайтис А. Время убегания электронов при рассеянии поляризованными оптическими фо-нонами. ФШ, 1974, 8, № 9, 1830-1833.

107. Матуленис Л., Пожела Ю., Реклайтис А. Моделирование динамики убегания электронов многочастичным методом Монте-Карло. ФШ, 1975, 9,№ I, 178-180.

108. ИЗ. Матуленис Л., Пожела Ю., Реклайтис А. Динамика разогрева электронов в параболической зоне полярных полупроводников. Ш, 1976, 10, К? 2, 280-285.

109. Southgate P.D., Hall D.S., Dreben А.В. Hot-electron distribution ill n-GaAs derived from photoluminescence measurements with applied electric field. J. Appl. Phys., 1971, 42, N 7, 2868-2874.

110. Bludeu W., Wagner E,, Q,uisser H.J. Optical determination of carrier mobility in Ga As. Solid St. Commun., 1976, 18, H 6, 861-873.

111. Воробьев JI.E., Пожела Ю.К., Реклайтис А.С. Смирницкая Е.С. и др. Функция распределения и поглощение света горячими легкими дырками в германии. ФИ, 1978, 12., № 8, 1585-1589.

112. Жданова Н.Г., Каган M.G., Калашников С.Г., Ландсберг Е.Г. Рекомбинация горячих электронов при их нагреве высокочастотным электрическим полем. ФТП, 1972, 6, № I, 11-19.

113. Тимашев С.Ф. О термической ионизации "глубоких" центров в области пространственного заряда в полупроводниках. ФТТ, 1972, 14, № I., 171-174.

114. Тимащев С.Ф. О примесном поглощении света в сильном электрическом поле ниже края поглощения. ФТТ, 1972, 14,9, 2261-2264.

115. Тимашев С.Ф. Об оптической генерации носителей заряда через глубокий центры'в сильном электрическом поле. ФИ1, 1975, 9, № Г, I07-112.

116. Виноградов В.С<. Теория поглощения: света в постоянном электрическом поле примесным центром с глубоким уровнем. ФТТ, 1971, 13, № II, 3266-3274.

117. Воробьев Ю.В., Ьахарченко В.Н. Примесное электропоглощение полуизолирующего GaAs(Cr) . ФТП, 1975, 9, № II,2179-2181.

118. Boyn R. Modulation spectroscopy of deep impurities in II-IY semiconductors. Proceedings og the autumn school on modulation spectroscopy. 1976, Buigaria,(Berlin,1977)»328p.

119. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н. Влияние процессов перезарядки глубоких примесных уровней на фотопроводимость и электропоглощение полуизолирующего арсенида галлия. ФТП, 1981, 15, № 7, 1448 (деп).

120. Jonath A.D., Voronkov Е., Bube R.H. Extrinsic electroabsorp-tion in high-resistivity GaAs.J.Appl.Phys.,1975,46,HI,1754.

121. Butcher J. et al. Hot electrons effects. Sci.Progr., 1969»229.257.- 306

122. Воробьев Ю.В., Нарханин Ю.И., Третяк О.В. Исследование электронных переходных процессов в высокоомных Ga As . Ф1П, 1971, 5, № 2, 299-303.

123. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Фомин Н.Г. о природе рекомбинационной неустойчивости электрического тока в компенсированном хромом арсениде галлия. ОТ, 1975, 9, № б, 1053-1058.

124. Воробьев Ю.В., Фомин Н.Г. "Дырочные" рекомбинационные домены в полуизолирующем GaAs(Cr) . ФЩ, 1976, 10,1. Ш 7, I4I5-I4I7.

125. Мастеров В.Ф., Саморуков Б.Е. Глубокие центры в соединениях АШВУ. ФТП, 1978, 12, № 4, 625-653.

126. Пека Г.П., Карханин Ю.И. Энергетический спектр глубоких уровней и механизм излучательной рекомбинации в GaAs(Cr) . ФШ, 1972, 6, № 2, 305-310.

127. Kitahara K. , Nakai K. , Shihatomi A., Ohkav/a S. Electrical and photoelectrical properties of Cr-doped semi-insulating GaAs. J. Appl. Phys., 1979, jjO, N 8, 5539-5344.

128. Deveaud B, Favennec P.IT. Photoluminescence from chromium in Ga As. Solid St. Gommun, 1977, 24, И 7, 473-476.- 307

129. Li S.S., Huang C.I. Investigation of the recombination and trapping process of photoinjected carriers in semi-insulating Cr-doped GaAs using PME and PC methods. J. Appl. Phys., 1972, N 4, 1757-1761.

130. Ашмонуас С.П., Камушадзе Т.Д., Михайлов Г.Б. и др. Времена жизни носителей заряда в полуизолирующем GaAs:Сг,0 . ФТП, 1981, 15, № 12, 2405-2407.

131. Ипполитова Г.К.,Омельяновский Э.М., Павлов Н.М. и др. Поведение примеси Ре в 1пР и влияние ковалентности на спектр ЭПР иона в соединениях Td -симметрии. Ш, 1977, II, № 7, I3I5-I320.

132. Лашкарев В.Е., Любченко А.В., Шейнкман М.К. Комплексное исследование кинетики процессов рекомбинации и инфракрасного гашения фототока в сульфиде кадмия. ФТТ, 1965, 7, № 6, 1717-1732.

133. Lashkarev V.E., Sheinkman М.К. Determination of the parametres of sensitizing recombination centres in CdS and CdSe single crystals by temperature and optical quenching of photo currents. Phys. Stat. Sol.(a), 1965,II,N1, 429-Ф41.

134. Лашкарев B,E., Любченко А.В., Шейнкман М.К. Неравновесные процессы в фотопроводниках. К., Наукова думка, 1981, с.264.

135. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Шейнкман М.К. Особенности механизма фотопроводимости полуизолирующего inP(Fe) . УФЖ, 1982, 27, № 7, 1053-1060.

136. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И. и др. 0 природе некоторых полос люминесценции полуизолирующего GaAs(Cr) . Люминесцентные материалы и особо чистые вещества (сборник , № II), Ставрополь, 1974, с.77-80.

137. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И. Проявление донорно-акцепторного взаимодействия в спектре фотопроводимости GaAs (Сг). Вестник КГУ, Физика, 1976, № 17, 88-95.

138. Воробьева Н.В., Воробьев Ю.В., Ильяшенко А.Г. и др.Осо-бенности рекомбинации через глубокие уровни примесей в полуизолирующем арсениде галлия. II Всесоюзное совещание по глубоким уровням в полупроводниках (тезисы докладов). Ташкент, 1980, ч.1, 95-96.

139. Look B.C. On the interpretation of photoconductivity and photo-Hall spectra in semi-insulating GaAs:Cr. Solid St. Commun., 1977, 24, N 12, 825-328.

140. Tofeumaru Y. Lov/-frequency photocurrent oscillations and trapping levels in high-resistivity GaAs doped v/ith oxygen. Jap. J. Appl. Fhys., 1970, ^ H I, 95-3DO.

141. Костылев С.А., Прохоров Е.Ф., Бровкин Ю.Н. Влияние захвата на подавление ганновских осцилляций в диодах из n-GaAs . Микроэлектроника, I960, 9, № 2, 164-168.

142. Бровкин Ю.Н., Яиделев Б,В., Костылев С.А., Прохоров Е.Ф. Универсальный точечный емкостной ; зонд для исследования параметров полупроводников. ПТЭ, 1978, № 6, 187-188.- 3 09

143. Багаев B.G., Берозашвили Ю.Н., Келдыш JI.B. Об электрооптическом эффекте в Ga As . Письма ЖЭТФ, 1966, 4, 9, 364-368.

144. Ковалевская Г.Г., Алюшина В.И., Слободчиков С.В. Об ос-цилляциях тока инфранизкой частоты в 1ир . Ф1П, 1973, 7, Ш I, I8I-I82.

145. Иващенко А.И., Ковалевская Г.Г., Юлюшина В.И. и др. Об индикации глубоких уровней в полупроводниках. ФТТ, 1973, 15, № I, 284-286.

146. Воробьев Ю.В., Захарченко B.H., Вустенко А.И. Способ определения параметров полупроводника. Заявка329Г709 от 26.05.81 г.»положительное решение от 15.II.81.

147. Добровольский В.Н., Гриценко Ю.И. Использование холловс-кого тока для исследования рассеяния носителей в полупроводниках. ФТТ, 1962, 4, № 10, 2760-2769.

148. Добровольский В.Н. Перенос электронов и дырок в полупроводниковых системах с пространственно распределенными характеристиками. Докторская диссертация, Киев, 1974.

149. Добровольский В.И., Кролевец А.Н. Холловские токи в слоистых полупроводниковых системах. ФТП, 1978, 12, № 10, I909-I9I4.- 340

150. Добровольский В.Н., Кролевец А.Н. Холловский ток в образце "произвольной" формы. ФЩ, 1978, Г2, № 11,2129-2136.

151. Добровольский В.Н., Кролевец А.Н. Холловские токи в слоистых полупроводниковых системах. В сб. "Физические процессы в МДП-структурах" , Киевт РДЭНТП, 1978, с.5-6.

152. Воробьев Ю.В., Макаровская Т.П. Токи холла в системе с поперечными слоями. Вестник КГУ, Физика, 1978, № 19, 82-87.

153. Pidley В.К., Pratt R.C. Hot electrons and negative resistance at 2Э°К in n-type germanium containing Au-centres. J. Phys. Chem. Sol., 1965, 26, N I, 21-51.

154. Boer K.W., Wilhelm W.E. Characteristic layer-like field in-hogeneities in homogeneous photoconductors in the pre-break-dovm range. Phys. Stat. Sol. , 1965, 1, N 9, Г704-Г7Г7.

155. Гешл П., Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Ипьяшенко А.Г. Особенности рекомбинационных процессов в полуизолирующем Cd Те(Ое).ФШ, 17, 1983 (деп.).

156. Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Третяк О.В. Энергетический спектр высокоомного GaAs с n -образной вольт-амперной характеристикой. ФТП, 1969, 3,№ 12,1.08-1815.

157. Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Пека Г .П., Третяк О.В. Электронные перехода в высокоомном Ga As (Сг)при оптическом возбуждении в слабом и сильном электрическом поле. ФТП, 1971, 5, № 9 (деп).

158. Воробьев Ю.В., Третяк О.В. О механизме образования при- зн катодной высокополевой области в полуизолирующем Ga А» УФЖ, 1970,15, № 5, 827-832.

159. Воробьев Ю.В., Третяк О.В. Исследование влияния нагрева электронов на неустойчивость электрического тока в вы-сокоомном арсениде галлия. ФТП, 1969, 3, 607-609.

160. Воробьев Ю.В., Третяк О.В. О влиянии некоторых объемных и контактных эффектов на нелинейность вольт-амперной характеристики высокоомного арсенида галлия. УФЖ, 1969, 14, № 5, 810-815.

161. Фукс Б.И. Инжекционные свойства контактов к высокоомным полупроводникам, ч.1 и ч.П . Ф1П, 1981, 15, № 9, 1679-1689 и 1690-1700.

162. Inoue М. et al. Hot carrier recombination radiation in GaAs diodes. Sol. St. Electron.,1978, 21, N11-12,1527-1530.

163. Maksym P.A., Hearn C.J. Carrier generation-recombination in the Guxrn effect. Sol. St. Electron, 1978, 21, N 11-12,1.3I-I537.

164. Бонч-Бруевич В.JI., Розман Р. К теории поглощения света в сильно легированных полупроводниках. ФТТ, 1964, 6,8, 2535-2537.

165. Зверев Л.П., Негашев С.А., Кружаев В.В., Миньков Г.М. О механизме изменения ширины запрещенной зоны в сильно легированном арсениде галлия. Ф1П, 1977, II, № 6, I0I7-I02I.

166. Рогачев А.А. Уменьшение ширины запрещенной зоны полупроводника при сильном легировании. ФТТ, 1967, 9, № 2, 369-378.- 342

167. Бонч-Бруевич В.JI., Звягин И.П., Кайнер Р. и др. Электронная теория неупорядоченных полупроводников. М., Наука, 1981, 384 с.

168. Могилевский Б.И., Чудновский А.Ф. Теплопроводность полупроводников. М., Наука, 1972, 536 с.

169. Охотин A.C., Пушкарский A.C., Горбачев В.В. Теплофизи-ческие свойства полупроводников. М., Атомиздат, 1972, 200 с.

170. Ллойд Дж. Системы тепловидения. М., Мир, 1978, 414 с.

171. Мирошников М.М. Теоретические основы оптико- электронных приборов. Л., Машиностроение, 1977, 600 с.

172. Криксунов Л.З. Справочник по основам инфракрасной техники. М., Сов.Радио, 1978, 400 с.

173. Карашев Т.Б., Наумкин АЛ. Полупроводниковые приемники ИК излучения с внутренним фотоэффектом (обзор). Зарубежная радиоэлектроника, 1975, № 11-12, 29-50.

174. Хадсон Р. Инфракрасные системы. М., Мир, 1972, 535 с.

175. Криксунов Л.З., Волков В.А., Вялов В.А. и др. Справочник по приборам инфракрасной техники. Киев, Техника, 198 , 231 с.

176. Справочник по электротехническим материалам. Энергия , Л., 1976, 376 с.

177. Кардона М. Модуляционная спектроскопия. М., Мир, 1972, 416 с.

178. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Фомин Н.Г.»Применение двухлучевых методов в модуляционной спектроскопии. Изв. ВУЗ'ов, Физика, 1978, № 3, 124-126.- 3*3

179. Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Платоненко А.И. Исследование распределения концентрации носителей заряда в вырожденной области p-n + перехода средствами дифференциальной спектроскопии. Изв.ВУЗ'ов, Физика, 1982, № 3,1.7-118.

180. Воробьев Ю.В., Фомин Н.Г. Способ определения параметров полупроводника. A.c. № 646795 от 28.03.77г.

181. Воробьев Ю.В., Пилипенко A.A., Фомин Н.Г. Определение параметров энергетической структуры полупроводника по тепловому действию коротких световых импульсов. УФ1, 1981, 26, № 2, 276-282.

182. Мосс Т., Барелл Г., Эллис Б. Полупроводниковая оптоэлек-троника. М., Мир, 1976, 431 с.

183. Пожела Ю. Коэффициент диффузии горячих электронов. Препринт № 9, ИФП АН Лит.ССР, Вильнюс, 1979, 72 с.

184. Матуленис А., Пожела Ю., Стариков Е. Релаксация коэффициента диффузии. Лит.Физ.Сб., 1981, XXI, № 5, 46-57.

185. Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И. Цюпа A.M. Исследование релаксационных процессов в светодиодах при больших прямых смещениях. ФИ, 1974, 8, № II, 2089-2094.

186. Воробьев Ю.В., Карханин Ю.И., Цюпа A.M. Электролюминесценция Ga Р -светодиодов при высоких уровнях инжекции. Вестник КГУ, Физика, 1975, № 16, 79-83.

187. Воробьев Ю.В., Фомин Н.Г., Цюпа A.M. Определение параметров полупроводника при помощи нагрева одиночным импульсом света. Вестник КГУ, Физика, 1977, № 18,124-132.

188. Носов Ю.Р. Оптоэлектроника. М., Сов.Радио, 1977, 232 с.- з\н

189. Свечников С.В. Фотопотенциометры и функциональные фоторезисторы. М., Сов.Радио, 1978, 184 с.

190. Абакумов В.Г. Фотоэлектрические сканирующие устройства преобразования информации. Киев, Вища школа, 1979, 168 с.

191. Гейг С., Эванс Д., Ходапп М и др. Применение оптоэлект-ронных приборов. М., Радио и связь, 1981, 344 с.

192. Ешазарян Г.А., Мурыгин В.И., Рубин B.C., Стафеев В.И.

193. S -диоды из полуизолирующего Ga As . ФТП, 1969, № II, 1652- 1656.

194. Гонтарь В.М. Ешазарян Г.А., Рубин B.C. и др. Некоторые свойства диодных структур из полуизолирующего арсеиида галлия. ФШ, 1969, 3, № II, 1730-1736.

195. Робертсон С.И., Сендбекк С.П. Интегральные полупроводниковые устройства в системах передачи и воспроизведения изображений. Электроника, 1969, 42, № 3, 35-40.

196. Cohen M.G., Knight S., Elward J.P. Optical modulation in bulk Ga As using the Gunn effect. Appl. Phys. Lett., 1966, 6, N II, 269-271.

197. Катыс Г.Н. Оптико-электронная обработка информации. М., Машиностроение, 1973, 447 с.

198. Lipnik R., Reich A., Schoen G.A. Nomechanical scanning of light in one and two dimensions. Proc. IEEE, 1965, 32I-J26.

199. Robertson C.I., Sandbank C.P. Integrated solid state display needs no complex circuitry. Electronix, 1969, 42, N 3, 100-3D-4.

200. Най Дж. Физические свойства кристаллов. М., Мир, 1967, 385 с.-315

201. Блюдникоб Л.М., Воробьев Ю.В., Захарченко В.Н., Иванова Р.Н. и др. Самосканирующий, фотоприемник из полуизолирующего арсенида галлия, компенсированного хромом, с доменной неустойчивостью. ОМП, 1975, № II, 14-17.

202. Блюдников Л.М., Захарченко В.Н., Иванова Р.Н., Карха-нин Ю.И. и др. Исследование работы фотоприемников в режиме мощной засветки с подвижным теневым зондом. Вестник КГУ, Физика, 1975, № 16, 86-93.

203. Блюдников Л.М., Воробьев Ю.В., Вустенко А.И., Захарченко В.Н. и др. Разрешающая способность метода теневого сканирования, используемого при изучении однородности полупроводников. Вестник КГУ, Физика, 1979, № 20, 108-116.

204. Мустель Е.Р., Парыгин В.Н. Методы модуляции и сканирования света . М., Наука, 1970, 295 с.

205. Гуляев Ю.В., Проклов В.В., Шкердин Г.Н. Дифракция света на звуке в твердых телах. УФН, 1978, 124, № I, 61-113.

206. Воробьев Ю.В., Блюдников Л.М., Захарченко В.Н., Иванова Р.Н. и др. Устройство для однострочного считывания изображения. Авторское свидетельство № 886317 с приоритетом от 3 мая 1978 г.

207. Бонч-Бруевич В.Л. К вопросу о рекомбинации горячих электронов. ФТТ, 1964, 6, № 7, 2047-2052.

208. Каган М.С., Ландсберг Е.Г., Эленкриг Б.Б. О временах релаксации проводимости п-оа аб в области "теплых" электронов. ФТП, 1976, 10, № 7, 1861-1865.

209. Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. О возможности реком- 316 бинационной неустойчивости в полупроводниках. ФТТ, 1965, 7, № 3, 750-758.

210. Lenczev/ski P., Fortin Е. Optical quenching of photocurrent oscillations in Cr-doped Ga As. Phys. Stat.Sol.(a), I97D, 2, N 4, K267-K269.

211. Константинов O.B., Перель В.И. Рекомбинационные волны в полупроводниках. ФТТ, 1964, 6, 3364-3372.

212. Pohoryles В. Damping of current oscillations in compensated germanium by a weak magnetic field. Phys. Stat. Sol.(a), 1976, 2Z» N I, КИ7-КИ9.

213. Стрекалов В.Н. Эффект Ганна в поле излучения лазера. ФТП, 1975, 9, № 12, 2365-2366.

214. Казаринов Р.Ф. Сурис Р.А., Фукс Б.И. О "термотоковой" неустойчивости в компенсированных полупроводниках. ФТП, 1972, 6, № 3, 572-577.

215. Алексеева З.Г., Жданова Н.Г., Каган М.С. и др. Захват горячих электронов центрами Си2+ в Ge . ФТП, 1972, 6, № 2, 316-322.

216. Врана М., Курова И.А., Мамсурова Л.Г. Влияние магнитного поля на рекомбинационную доменную неустойчивость в n-Ge С Au .ФТП, 1971, 5, № I, 43-46.

217. Воробьев Ю.В., Елюдников Л.М., Вустенко А.И., Захарчен-ко В.Н. и др. Способ двумерного разложения изображения. Авторское свидетельство № 906029 от 22 июня 1978 г.

218. ЗолотареЕ В.Ф. Безва^уумные аналоги телевизионных трубок. М., Энергия, 1972, 217 с.

219. Головихина В.П., Золотарев В.Ф. Однослойный ФЭПИКОН.- 3<7

220. Ученые записки УПИ, 1970, ХХУ, № 3, 203-209.

221. Оптическая обработка информации: Применения. Под ред. Д.Кейсесент. М., Мир, 1980, 349 с.

222. Достижения в технике передачи и воспроизведения изображений. Под.ред. Б.Кейзана. М., Мир, 1979, 286 с.

223. Носов 10.Р., Сидоров А.Г. Оптроны и их применение. М., Радио и связь, 1981 г. 279 с.

224. Воробьев Ю.В., Вустенко А.И., Захарченко В.Н., Фомин Н.Г. Фоторезисторный приемник излучения с теневым сканированием. Тезисы докладов республиканской конференции "Фотоэлектрические явления в полупроводниках1; Киев, Наук .Думка, 1979, 79.