CC BY
344
В.И. Гаман
ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДАХ И СТРУКТУРАХ МЕТАЛЛ - ДИЭЛЕКТРИК - ПОЛУПРОВОДНИК
Представлены результаты теоретического и экспериментального исследования переходных процессов в полупроводниковых диодах с тонкой базой. Излагаются основные результаты, полученные при изучении физической природы эффектов переключения и памяти в тонкоплёночных диодных структурах на основе халькогенидных и оксидных стеклообразных полупроводников. Рассматривается влияние центров с глубокими уровнями на вольт-амперные характеристики диодов из ОаАє. Подводится итог исследованиям, направленным на разработку методов снижения плотности поверхностных электронных состояний на границе раздела диэлектрик - ОаАя до уровня, необходимого для создания МДП-транзистора. Показана возможность использования кремниевых туннельных МОП-диодов в качестве малогабаритных, высокочувствительных и быстродействующих газовых сенсоров. Представлены результаты экспериментального исследования основных закономерностей развития винтовой неустойчивости полупроводниковой плазмы в Ое и 8І.
Практически вся тематика исследований, которые проводились под руководством автора данной статьи, была связана с проблемами, решаемыми в научно-исследовательских институтах электронной промышленности и Академии наук. Ниже будут рассмотрены основные результаты, полученные при выполнении исследований по следующим направлениям: 1) переходные процессы в полупроводниковых диодах и их практическое применение; 2) электрические свойства диодных структур на основе стеклообразных полупроводников; 3) электрические свойства диодных структур на основе арсенида галлия, компенсированного центрами с глубокими уровнями; 4) электрические свойства МДП-структур на основе арсенида галлия и кремния; 5) винтовая неустойчивость полупроводниковой плазмы в германии и кремнии.
1. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДАХ И ИХ ПРАКТИЧЕСКОЕ ПРИМЕНЕНИЕ
1.1. Теория переходных процессов
В полупроводниковых диодах переходные процессы наблюдаются при любом достаточно быстром изменении падения напряжения (Ц) на нём или силы протекающего через него тока (/). Эти процессы обусловлены двумя явлениями: установлением стационарного распределения концентрации неосновных носителей заряда в базе диода и перезарядкой ёмкости области пространственного заряда (ОПЗ) р - п-пере-хода. Переходные процессы определяют длительность переключения из одного стационарного состояния в другое полупроводниковых диодов, фотодиодов, биполярных транзисторов и тиристоров.
Переходные процессы в полупроводниковых диодах были обнаружены в 1950 г. В последовавшей затем серии теоретических работ рассматривались пе-
+
реходные процессы в диодах с р - п-переходом, длина базы которых Ж значительно превышала диффузионную длину Ьр неосновных носителей заряда (дырок). Перезарядка ёмкости р+ - п-перехода в этих работах не учитывалась. В результате выполненных исследований было показано, что переходные процессы обусловлены накоплением или рассасыванием избыточных носителей заряда в базе диода, а время релаксации переходных параметров Ц(г) или /(г) определяется объёмным временем жизни дырок тр.
Вторым этапом развития теории явилось рассмотрение переходных процессов в диодах с тонкой базой (Ж < 2Ьр) при скорости поверхностной рекомбинации на невыпрямляющем контакте, равной бесконечности.
Для такой модели диода время релаксации переходных параметров зависит как от тр, так и от величины времени пролёта дырок через базу Ж 2/Вр (где Ор - коэффициент диффузии дырок).
Основным недостатком теоретических исследований, выполненных для диодов с тонкой базой, являлось предположение о том, что скорость поверхностной рекомбинации £к на омическом контакте равна бесконечности. В реальных германиевых и кремниевых диодах этот параметр имеет конечную величину. В случае же фотодиода темп протекания переходных процессов при включении и выключении оптического излучения должен зависеть от значения скорости поверхностной рекомбинации 5 на светоприёмной поверхности его базы.
Отсутствие теории для реальной модели полупроводникового диода существенно ограничивало использование переходных процессов в физических исследованиях. В связи с вышеизложенным автором данного сообщения в период с 1965 по 1969 г. была опубликована серия статей, в которых рассмотрена теория переходных процессов в полупроводниковом диоде и фотодиоде при произвольных значениях 5 и & [1 - 9].
В этих работах на основе решений нестационарного уравнения непрерывности для дырок, инжектированных в базу диода, проведён анализ переходных процессов, сопровождающих включение диода в пропускное состояние скачком напряжения или силы тока в электрической цепи, выключение диода разрывом цепи, а также переключение диода из пропускного в запорное состояние.
Из полученных результатов следует, что при низком уровне инжекции дырок в базу диода постоянная времени ть определяющая скорость протекания переходных процессов, подчиняется следующему соотношению:
1
Y2 Dp W 2
1
(1)
ч W хр
Для переходных процессов, которые возникают при включении диода скачком тока в цепи, при выключении - разрывом цепи и при переключении из пропускного в запорное состояние, параметр Yi является первым корнем уравнения
ctg у = у Dp/(SK W). (2)
В случае высокого уровня инжекции дырок в базу диода переходный процесс при включении диода в
пропускное состояние скачком тока в цепи удаётся проанализировать лишь при £к = го. При этом посто-
*
янную времени т 1 можно описать выражением
где = 2кТцпц /[е(цп + Цр)] - амбиполярный коэффициент диффузии; цп и цр - подвижности электронов и дырок соответственно; к - постоянная Больцмана; Т -абсолютная температура; е - заряд электрона; тр -время жизни дырок в базе при высоком уровне ин-жекции.
Задача для переходного процесса переключения диода из пропускного в запорное состояние в случае высокого уровня инжекции решается при произвольных значениях 5к, а т1 описывается выражениями (1) и (2) при замене йр на и тр на тр.
В 1969 г. был проведён анализ переходных процессов, которые возникают при воздействии прямоугольного импульса оптического излучения на фотодиод, работающий в режиме вентильной фотоэдс. Показано, что при малом уровне оптического возбуждения базы фотодиода постоянная времени, характеризующая нарастание и спад фотоэдс во времени, описывается выражениями (1) и (2), если заменить на 5.
Анализ переходных процессов с помощью зарядового уравнения показал, что при малых изменениях падения напряжения на диоде необходимо учитывать перезарядку ёмкости р - п-перехода. Скорость протекания переходных процессов при включении и выключении диода с учётом этого характеризуется постоянной времени, равной тэ + Ср-п Яр_п, где тэ « т
и называется эффективным временем жизни носителей заряда в базе диода; Ср _ п Яр _ п - постоянная времени перезарядки ёмкости р - п-перехода; Ср-п -
среднее значение ёмкости р - п-перехода в рассматриваемом интервале напряжений; Яр _ п = кТ/(е/,) - сопротивление р - п-перехода; - ток насыщения р - п-перехода.
Из рассмотренного выше материала видно, что в диодах с тонкой базой темп протекания переходных процессов зависит от значений следующих параметров: тр Бк или 5, Ж и от постоянной времени перезарядки ёмкости р - п-перехода. В диодах с барьером Шоттки, работа которых не связана с инжекцией неосновных носителей заряда в базу, длительность протекания переходных процессов определяется только постоянной времени перезарядки ёмкости запорного слоя. Подробный анализ всех переходных процессов в полупроводниковых диодах с полуограниченной и тонкой базами на основе решений уравнения непрерывности и зарядового уравнения дан в работе [10].
1.2. Применение теории переходных процессов в научных исследованиях и разработках приборов
Из теории переходных процессов следует два возможных варианта разработки быстродействующих импульсных диодов. С этой целью можно использовать либо диоды с р - п-переходом на основе полу-
проводников с малым временем жизни носителей заряда, либо диоды с барьером Шоттки. Оба варианта были использованы сотрудниками НИИПП и СФТИ при разработке быстродействующих импульсных диодов на основе арсенида галлия [11,12]. В результате созданы и внедрены в промышленное производство импульсные диоды наносекундного диапазона.
Теорию переходных процессов можно также применить для определения Хр, 5 или в зависимости от конструкции диода, если в выражение для т1 ввести поправочный коэффициент, учитывающий реальную структуру диода. Большой объём экспериментальных исследований в этом направлении был выполнен младшим научным сотрудником СФТИ В.М. Калыги-ной и аспирантами В.Ф. Агафонниковым, С.А. Зайд-ман [13 - 27]. В результате проведённой работы были определены вышеперечисленные параметры базы диодов, изготовленных из Ge и п-типа с широким набором удельных сопротивлений. Изучены зависимости тр и 5 от температуры, уровня инжекции дырок в базу диода, а также зависимость 5 от метода обработки поверхности базы и состава окружающей газовой среды.
Установлено, что технологический цикл изготовления полупроводниковых диодов приводит к уменьшению тр и увеличению 5 на поверхности базы по сравнению с исходным монокристаллом. Величина на контакте олова с германием примерно на порядок выше 5 на поверхности базы при любом её удельном сопротивлении. Для сплавного контакта с Аи, легированном сурьмой, значение & того же порядка, что и 5 на свободной поверхности базы.
Переходные процессы в совокупности с изучением вольт-амперных характеристик (ВАХ) были использованы для оценки качества защитных покрытий поверхности базы диодов и биполярных транзисторов. Такая методика позволяла на одном и том же приборе определять изменение 5, обратного тока и пробивного напряжения под действием защитного покрытия.
В 1967 - 1969 гг. был опубликован цикл работ, посвящённых уточнению механизмов влияния анизотропного и одноосного давления на тр 5 и ВАХ для германиевых и кремниевых диодов [20 - 25]. Вся совокупность полученных данных позволила установить, что единственной причиной, которая приводит к уменьшению тр при воздействии механического давления, является увеличение концентрации рекомбинационных центров в базе диода. При этом дополнительно возникающие рекомбинационные центры после снятия давления исчезают, т.е. являются обратимыми. Зависимость 5 от давления обусловлена увеличением концентрации рекомбинационных центров на поверхности базы диода и концентрации собственных носителей заряда п,.
Исследования обратной ветви ВАХ показали, что резкое увеличение тока насыщения 7, германиевых диодов с р - п-переходом, начиная с некоторого значения воздействующего давления, в общем случае обусловлено возрастанием п, за счёт уменьшения ширины запрещённой зоны, а также изменениями тр 5 и Цр. В области больших обратных напряжений для германиевых и кремниевых диодов наблюдается рез-
кий рост с увеличением давления генерационной составляющей тока, усиленной эффектом Пула - Френкеля [10] за счёт увеличения концентрации генерационно-рекомбинационных центров.
В связи с возможностью использования полупроводниковых диодов в качестве высокочувствительных датчиков магнитного поля в 1969 - 1970 гг. проведены исследования по влиянию магнитного поля на ВАХ и переходные процессы в германиевых диодах с полуограниченной базой [26, 27]. Для диодов с полусферической формой р-области р - п-перехода наблюдалось увеличение длительности протекания переходных процессов при наличии магнитного поля, вектор магнитной индукции которого направлен от инжектирующего к омическому контакту. Теоретический анализ показал, что этот экспериментальный факт обусловлен продольным магнитоконцентрационным эффектом.
2. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ДИОДНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ СТЕКЛООБРАЗНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
2.1. Электрические свойства структур металл - халькогенидный стеклообразный полупроводник - металл или монокристаллический полупроводник
В 1954 г. учёными ФТИ им. А.Ф. Иоффе Б.Т. Ко-ломийцем и Н.А. Горюновой был открыт новый класс полупроводников - халькогенидные стеклообразные полупроводники (ХСП), обладающих целым рядом уникальных свойств. Это открытие привело к развёртыванию широкомасштабных исследований в СССР и за рубежом электрических и фотоэлектрических свойств ХСП и тонкоплёночных структур на их основе с целью создания новых активных элементов, необходимых для микроминиатюризации электронной аппаратуры. Основная часть исследований в этом направлении была выполнена в ТГУ и СФТИ аспирантами: В.Д. Базаровым, А.И. Бадлуевым, Л.И. Терёхи-ной, а также старшим научным сотрудником В.М. Ка-лыгиной [28 - 46]. Часть исследований проводилась при тесном сотрудничестве с НИИ полупроводниковых приборов.
В качестве объектов исследования служили тонкоплёночные структуры на основе ХСП различных систем: Аб - Б - J, Аб - Б - Т1, Бе - Ge, Те48АБ30Б1^е10, CdGeAs2. В результате проведённых исследований установлена природа эффектов переключения и памяти, а также генерации переменного тока ВЧ-диапазона, наблюдаемых в этих структурах. Подробный анализ эффектов переключения и памяти в диодных структурах на основе ХСП дан в работе [10]. Выполнена серия работ, посвящённых изучению механизмов переноса заряда в тонких плёнках ХСП при наличии постоянного или переменного электрического поля. Полученные закономерности объясняются на основе представлений о прыжковой проводимости по локализованным электронным состояниям с привлечением эффектов сильного электрического поля.
Несмотря на большой объём исследований, выполненных в вузах, а также в НИИ академии наук и
электронной промышленности, в результате которых был открыт целый ряд интересных эффектов, тонкоплёночные структуры на основе ХСП не нашли широкого применения в радиоэлектронике. Не удалось решить проблему стабильности электронных устройств на основе ХСП.
2.2. Электрические свойства структур металл - оксидный стеклообразный полупроводник - металл
В нашей стране основная часть исследований по этой тематике была выполнена в ТГУ и СФТИ в тесном сотрудничестве с институтом кибернетики АН ГССР. Активное участие в этих исследованиях принимали аспиранты: В.И. Косинцев, В.А. Резников, Э.Ф. Ряннель и ст.н.с. СФТИ В.М. Калыгина.
Тонкоплёночные диодные структуры на основе оксидных стеклообразных полупроводников (ОСП), содержащих оксиды некоторых переходных металлов (например, ванадия), после электрической формовки обладают эффектом переключения из состояния с высоким сопротивлением в состояние с высокой проводимостью. Таким же свойством обладают и образцы, полученные путём быстрого вплавления металлических электродов (в виде проволочек) в бусинку ОСП [47 - 52]. В результате проведённых исследований было установлено, что после электрической формовки в образце образуется поликристаллический канал, замыкающий электроды.
Если ОСП содержит пятиокись ванадия, то в канале в зависимости от режима формовки образуются кристаллиты одного из следующих оксидов: VO2, V4O7, VбO11, V5О9. Все эти оксиды обладают фазовым переходом полупроводник - металл при температурах (Тф) 340, 240, 177 и 139 К соответственно. При напряжении переключения за счёт выделяемого джоулева тепла температура канала повышается до Тф, вследствие чего кристаллиты, например VO2, переходят в состояние с металлическим типом проводимости. Сопротивление образца резко падает, на ВАХ появляется участок с ОДС.
В зависимости от материала электродов структуры металл - ОСП - металл могут обладать либо эффектом переключения, либо эффектом переключения с памятью [53 - 55]. В структурах на основе ванадиевофосфатных стёкол с алюминиевыми электродами наблюдался эффект переключения. При замене А1 на N1, Р1 или платинородий образцы обладали свойствами элементов памяти.
Эффект переключения с памятью был обнаружен и в структурах на основе стекла системы РЬО - А1203 -- В203 - БЮ2, содержащего 30% РЬО (проценты катионные) [56]. В таких структурах в процессе электрической формовки в межэлектродном пространстве происходит расплавление стекла и при последующем охлаждении - кристаллизация с образованием нити РЬО2, обеспечивающей высокую проводимость образца, сохраняющуюся и после снятия напряжения. Затем при пропускании тока достаточно большой величины нить РЬО2 нагревается и разлагается. Одним из продуктов разложения является тетрагональная модификация РЬО. В результате этого процесса обра-
зец переходит в состояние с высоким сопротивлением. При последующей подаче напряжения диодная структура вновь возвращается в состояние с низким сопротивлением и т.д.
Эффект обратимого переключения с памятью из одного состояния в другое наблюдался и для структуры металл - РЬО - металл [57]. В более поздней работе [58] было показано, что переход структуры такого типа из состояния с высоким сопротивлением в состояние с высокой проводимостью связан с трансформацией слоя РЬО в РЬО2 под действием сильного электрического поля. Явление обратимых фазовых переходов РЬО ^ РЬО2 было использовано для разработки энергонезависимых элементов памяти на основе структур металл - РЬО - полупроводник [58]. В качестве полупроводника использовался вырожденный или GaAs.
В элементах памяти на основе РЬО запись и стирание логической единицы обусловлено не накоплением и рассасыванием заряда электронов на плавающем затворе (как в приборах на основе МОП-тран-зисторов), а резким изменением сопротивления слоя оксида свинца при подаче импульса напряжения (или тока) определённой амплитуды. Разработанные элементы памяти выгодно отличаются от элементов на основе МОП-транзисторов простотой конструкции, а также возможностью проводить запись и стирание логической единицы импульсами напряжения одной полярности. Параметры таких элементов памяти слабо зависят от температуры. Новизна разработки элемента памяти на основе РЬО подтверждена авторским свидетельством.
Одновременно с изучением эффектов переключения и памяти в ОСП в период с 1976 по 1990 г. был выполнен большой объём работ по исследованию спектров поглощения, термостимулированных токов диэлектрической релаксации, диэлектрических потерь, электропроводности в слабых и сильных постоянных и переменных электрических полях [59 - 76]. На основе детального анализа полученных экспериментальных данных В.И. Косинцев в своей кандидатской диссертации для описания эффектов сильного электрического поля и диэлектрической релаксации в ОСП, содержащих V2O5, предложил модель связанных поляронов малого радиуса (ПМР), предполагающую их локализацию кулоновским полем заряженных дефектных центров [74, 75].
В предложенной модели эффект сильного электрического поля связан не с термополевой ионизацией кулоновских центров, а с увеличением вероятности перехода (путём последовательных актов перескока) ПМР через барьер, разделяющий соседние области локализации. Механизмом, ответственным за диэлектрическую релаксацию, выступает релаксационная поляризация дипольных комплексов типа «кулонов-ский центр - ПМР», обусловленная ограничением движения ПМР в пределах областей локализации. В рамках этой модели получены выражения, описывающие зависимости плотности тока и диэлектрической проницаемости от напряжённости постоянного электрического поля, а также соотношение, определяющее время диэлектрической релаксации.
3. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ДИОДНЫХ СТРУКТУР НА ОСНОВЕ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ, КОМПЕНСИРОВАННОГО ЦЕНТРАМИ С ГЛУБОКИМИ УРОВНЯМИ
Начиная с 1970 г., коллектив сотрудников НИИПП под руководством С.С. Хлудкова стал заниматься исследованием электрических свойств диодных структур, полученных диффузией Мп, Fe, Сг в арсенид галлия п-типа. В дальнейшем такие исследования проводились и в СФТИ. Ниже дано краткое изложение результатов, полученных по этой тематике аспирантами В.М. Диамантом, Г.М. Фукс и ст.н.с. СФТИ А.А. Ви-лисовым, В.Н. Брудным.
Детальные исследования показали, что диоды, изготовленные диффузией переходных металлов в п^аАБ, являются многослойными структурами типа р - п - V - п или п - V - п. На прямой и обратной ветвях ВАХ таких структур наблюдались участки с ОДС 5-типа. Причём время переключения структур при обратном смещении из состояния с высоким сопротивлением в состояние с высокой проводимостью составляло 10~10 - 10-9 с. Малое время переключения, чувствительность напряжения переключения к воздействию светового излучения и гидростатического давления указывают на перспективность использования таких структур для создания формирователей импульсов тока с субнаносекундными фронтами, быстродействующих переключателей, управляемых светом, датчиков давления и других электронных элементов.
С целью установления физической природы эффектов переключения р - п - V - п-структур было проведено исследование прямых и обратных ветвей ВАХ, фотоэлектрических и тензоэлектрических явлений в диодах на основе GaAs, компенсированного Мп или Fe [77 - 86]. Из полученных результатов следует, что особенности ВАХ таких структур обусловлены наличием глубоких уровней (ГУ) в п- и v-областях. При малых прямых напряжениях в этих структурах преобладающей является составляющая тока, обусловленная туннелированием электронов через ГУ в ОПЗ п - v-перехода в местах с повышенной концентрацией примесей. При больших напряжениях основным становится инжекционный ток и на ВАХ, как правило, появляется участок с ОДС 5-типа.
В структурах на основе GaAs (Мп) в п-области имеется только один сорт ГУ акцепторного типа, характеризующийся резким неравенством сечений захвата дырок (у^) и электронов (уп) (уп >> у^). Формирование участка ВАХ с ОДС в этом случае связано с перезарядкой ГУ дырками за счёт двойной инжекции носителей заряда в базу диода (п-область). До напряжения переключения прямая ветвь ВАХ описывается двойной инжекцией носителей заряда в диэлектрик или полупроводник в дрейфовом или диффузионном приближении в зависимости от концентрации равновесных дырок в п-области.
Прямая ветвь ВАХ диодных структур на основе GaAs (Бе) при высоком уровне инжекции описывается теорией, предложенной В.И. Стафеевым. Формирование участка ВАХ с ОДС в этом случае обусловлено ростом диффузионной длины электронов в п-области
при увеличении уровня инжекции. Наличие нескольких сортов акцепторных ГУ в п-области приводит к появлению осцилляций падения напряжения на диоде при токах, соответствующих участку ВАХ с ОДС.
На обратной ветви ВАХ диодов на основе GaAs, компенсированного Мп или Fe, наблюдаются два участка с ОДС 5-типа. Появление первого из них обусловлено захватом дырок на акцепторные ГУ в v-части ОПЗ п - v-перехода при развитии лавинного пробоя. Нейтрализация акцепторных ГУ приводит к увеличению плотности объёмного заряда и напряжённости электрического поля в п - v-переходе, что вызывает рост обратного тока. Реализуется обратная связь между величиной лавинного тока и напряжённостью поля в п - v-переходе, которая и приводит к переключению диода в проводящее состояние.
Формирование второго участка ВАХ с ОДС 5-типа связано с развитием лавинно-теплового пробоя диодной структуры. При этом мощность, соответствующая поворотной точке ВАХ, уменьшается с увеличением температуры окружающей среды по линейному закону.
Исследовано также влияние на электрические и тензоэлектрические свойства диодов из GaAs радиационных дефектов, возникающих за счёт облучения электронами [87, 88]. В качестве объектов исследования служили диоды с р - п-переходом, а облучение проводилось электронами с энергией 2 МэВ при дозах Б, лежащих в интервале от 2-1015 до 8-1015 см-2. Установлено, что до облучения электронами диодов при прямых напряжениях и < 1 В преобладающим является рекомбинационный ток. После облучения, начиная с некоторого и, значение которого уменьшается при увеличении Б, появляется второй участок ВАХ с более слабой зависимостью I от и. При больших значениях Б (порядка 8-1015 см-2) и напряжениях (и > 4 В) на прямой ветви ВАХ наблюдается участок сублинейной зависимости I от и. Рекомбинационная составляющая тока, которая остаётся главной в области малых напряжений, растёт по мере увеличения Б.
Полученные результаты можно объяснить, если учесть, что при облучении GaAs электронами в нём возникают радиационные дефекты с ГУ акцепторного типа, расположенные в верхней половине запрещённой зоны [88]. Возникновение ГУ акцепторного типа в базе диода (п-область) приводит к увеличению её сопротивления и падению напряжения на ней, что и обуславливает появление второго участка ВАХ. Наличие участка ВАХ с сублинейной зависимостью I от и связано с образованием прианодного статического домена обогащённого слоя. Рекомбинационная составляющая тока растёт с увеличением Б за счёт уменьшения времени жизни носителей заряда в ОПЗ р - п-перехода, вызванного образованием радиационных дефектов.
На обратной ветви ВАХ р - п-перехода наблюдается увеличение напряжения лавинного пробоя ипр по мере возрастания Б [88]. При этом форма ВАХ заметно искажается. При и > ипр зависимость обратного тока 1обр от напряжения характеризуется наличием двух участков. На первом участке 1обр ~ (и - ипр), а на втором - 1обр ~ (и - ипр)3. Эти факты обусловлены резким увеличением сопротивления базы диода после облучения электронами. С учётом этого падение на-
пряжения на диоде при развитии лавинного пробоя и = ипр + иб, где иб - падение напряжения на базе. Таким образом, зависимость 1обр от и - ипр описывает ВАХ базы диода. В области малых значений и - ипр, ^ + при которых инжекцией электронов из р - п-пере-хода и дырок из омического контакта в базу можно пренебречь, её ВАХ описывается законом Ома. При больших значениях и - ипр наблюдается зависимость
1обр от иб, характерная для случая двойной инжекции носителей заряда в диэлектрик или компенсированный полупроводник.
Для необлучённых диодов в интервале температур от 77 до 300 К ипр увеличивается с ростом Т по линейному закону. После облучения электронами на кривой, изображающей температурную зависимость и^, появляется максимум. Так же как для диодов, изготовленных из GaAs ^е), его появление связано с инерционностью перезарядки акцепторных ГУ в п-части ОПЗ р+ - п-перехода при изменении их положения относительно квазиуровня Ферми [10, 88].
Зависимость коэффициента тензочувствительно-сти облучённых диодов от прямого и обратного напряжений при различных значениях Б подтверждает высказанные выше положения.
4. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МДП-СТРУКТУР И МДП-ДИОДОВ НА ОСНОВЕ
АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ И КРЕМНИЯ
В период с 1990 по 2000 г. в научных журналах опубликовано множество статей, в которых обсуждается вопрос о возможности создания МДП-транзистора на основе арсенида галлия. К началу этого периода было установлено, что на границе раздела различных по составу диэлектриков и GaAs энергетический зазор между дном зоны проводимости Ес и уровнем Ферми ^5 слабо реагирует на изменение напряжения, поданного на МДП-структуру. Это положение можно сформулировать по-другому: в МДП-структурах на основе GaAs наблюдается слабая зависимость поверхностного потенциала ф5 от напряжения на затворе. Отсюда следует невозможность создания МДП-транзистора на основе GaAs. Для усиления зависимости ф5 от и необходимо существенно уменьшить плотность электронных поверхностных состояний (ПС) на поверхности GaAs. Заметный вклад в изучение данной проблемы был сделан сотрудниками ТГУ, СФТИ в содружестве с сотрудниками НИИПП и Института неорганической химии СО РАН (г. Новосибирск). Значительная часть исследований в этом направлении была выполнена аспирантом А.В. Паниным.
На первом этапе исследований по обсуждаемому вопросу была сделана попытка снизить плотность ПС за счёт использования в качестве диэлектрика слоя ванадиево-боратного стекла, полученного с помощью высокочастотного магнетронного распыления [89]. В результате детального анализа зависимостей ёмкости и активной проводимости от напряжения на МДП-структуре в диапазоне частот тестового сигнала от 22 до 105 эВ-1-см-2 при комнатной температуре и в интервале 295 - 367 К при частоте 103 Гц было установлено, что полная плотность ПС ^п на поверхности GaAs составляет 9-1013 эВ-1-см-2. Причём лишь ни-
чтожно малая часть этих состояний, плотность которых Лп ~ 5 • 10-3 Лп, реагирует на тестовый сигнал с частотой от 22 до 105 Гц и определяет величины ёмкости С1 и активной проводимости Gí, обусловленных перезарядкой ПС. В дальнейшем эти состояния будем называть «быстрыми».
Благодаря высокому значению Лп, уровень Ферми на поверхности GaAs закрепляется в термодинамически равновесных условиях на 0,79 эВ ниже Ес. При этом МДП-структура находится в режиме слабой инверсии и С |ф5| / Си = —3,6-10-3, т.е. зависимость поверхностного потенциала от напряжения очень слабая. Это свидетельствует о бесперспективности использования таких МДП-структур для создания полевого транзистора.
Благодаря наличию ПС, которых велика, и широкому набору времён релаксации этих состояний, в рассматриваемых структурах практически невозможно снять высокочастотную вольт-фарадную характеристику (ВФХ). В связи с этим в работе [89] предложен метод определения Лп по двум тестовым частотам, соответствующим максимумам на кривых, изображающих зависимость G(ю)/ю от и или 1§ ю, где ю - циклическая частота.
Второй этап исследований по вышеобозначенной тематике был посвящён изучению возможности снижения Лп и N за счёт следующих факторов: 1) использования диэлектрических слоёв различного состава, полученных низкотемпературными методами; 2) подлегирования поверхности GaAs халькогенид-ными элементами; 3) использования термического и лазерного отжигов готовых МДП-структур.
В качестве диэлектрических слоёв использовались плёнки: оксинитрида кремния (Б^Ы^О*), диоксида кремния (БЮ2), нитрида бора (В№), полученные плазмохимическим методом, а также плёнки анодного окисла (Ga2O3). Для перечисленного набора диэлектрических слоёв N находится в интервале значений от
2 • 1011 до 6 • 1011 эВ-1-см-2, а Лп - от 7,5 • 1012 до 4,3 • 1013 эВ-1^см-2.
Результат обработки поверхности GaAs халькоге-нидными элементами (Б, Бе Те) зависит от типа проводимости полупроводника и состава диэлектрика. Например, при подлегировании GaAs п-типа серой или теллуром значение Лп увеличивается. Противоположный эффект наблюдается в МДП-структурах на основе ^-GaAs при введении в приповерхностный слой полупроводника серы или селена. Наименьшие значения Лш (примерно 2-1012 эВ-1-см-2) получены для таких структур при использовании слоя БЮ2 в качестве диэлектрика.
Термический отжиг структур Pd - BN - и-GaAs в комнатной атмосфере при температурах 100 или 200 °С и в атмосфере водорода при 200 °С существенно не изменяет величину Лп, но уменьшает N в 2 - 10 раз.
Результат воздействия импульсного лазерного отжига (ИЛО) на МДП-структуру не зависит от материала диэлектрика и типа проводимости полупроводника, а определяется длиной волны, длительностью импульса и плотностью энергии лазерного излучения (Жл). ИЛО с Жл меньше некоторого критического значения Ж* вызывает уменьшение Лп. Наоборот, при Жл > Жлк Лп увеличивается. Плотность быстрых ПС
под воздействием ИЛО меняется в противофазе относительно изменений Лл.
В конечном итоге из всей совокупности полученных данных следует, что ни один из методов, использованных в исследованиях, не позволил снизить полную плотность ПС до необходимого для разработки МДП-транзистора уровня. Значение Лп должно быть не больше 1011 эВ-1^см-2. Многочисленные попытки других исследователей по созданию МДП-транзи-стора на основе GaAs также не привели к успеху.
Одной из актуальных проблем твердотельной электроники в настоящее время является создание малогабаритных, высокочувствительных и быстродействующих газовых сенсоров. В связи с этим в ТГУ и СФТИ в течение ряда лет исследуется влияние водородосодержащих газов на электрические свойства МОП-структур на основе кремния и туннельных МОП-диодов на основе Б1 и GaAs [93 - 99], в которых в качестве полевого электрода используются плёнки каталитического металла (палладия или платины). Основная часть экспериментальных исследований в этом направлении выполнена ст.н.с. В.М. Калыгиной и аспирантом М.О. Дученко.
Проведённые исследования показали, что при воздействии водорода или водородосодержащего газа (NH3, СН4) на МОП-структуру из п-Б1 при фиксированном напряжении наблюдается увеличение ёмкости С и активной проводимости G. В кремниевых МОП-диодах кроме С и G увеличивается прямой и обратный ток. В МОП-диодах на основе и-GaAs под действием активного газа заметно изменяется только величина тока при обеих полярностях поданного напряжения.
В процессе выполнения работы получены зависимости величины и времени отклика кремниевых МОП-структур на воздействие водорода от температуры и толщины диэлектрика (слой БЮ2). Показано, что наилучшими характеристиками обладают структуры с туннельно тонким слоем БЮ2. Изучены зависимости величины отклика МОП-структур по ёмкости и активной проводимости от концентрации водорода. Исследованы также концентрационные зависимости величины откликов по С, G и I для кремниевх МОП-диодов. Получены данные по влиянию термического отжига на электрические и газочувствительные характеристики МОП-структур и туннельных МОП-диодов из Б1 и GaAs.
Из анализа экспериментальных фактов следует, что влияние активных газов на вольт-фарадные, вольт-сименсные и вольт-амперные характеристики исследованных структур обусловлено уменьшением напряжения плоских зон ипз. В свою очередь, изменение ип.з возникает за счёт диссоциативной адсорбции активного газа на поверхности полевого электрода с последующей диффузией атомов водорода к границам раздела металл (Pd или Р1) - оксид и оксид -полупроводник. На первой границе раздела образуются диполи из атомов водорода, снижающие работу выхода электрона из металла, на второй границе формируется слой протонов. Оба фактора приводят к уменьшению ипз.
В конечном итоге в результате проведённых исследований установлено, что кремниевые туннельные МОП-диоды можно использовать в качестве быстро-
действующих и высокочувствительных газовых сенсоров. Для внедрения в практику необходимо оптимизировать технологию получения однородных слоёв SiO2 с толщиной порядка 30 А, а также технологию нанесения на слой оксида полевого электрода.
5. ВИНТОВАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВОЙ ПЛАЗМЫ В ГЕРМАНИИ И КРЕМНИИ
5.1. Поверхностно-винтовая неустойчивость полупроводниковой плазмы в германии
Винтовую неустойчивость (ВН) можно возбудить, если полупроводниковый образец, по которому протекает ток, поместить во внешнее магнитное поле, вектор магнитной индукции которого В направлен параллельно (или антипараллельно) вектору напряжённости электрического поля Е. При этом значения В и Е должны быть не меньше некоторых пороговых величин Вп и Еп. При выполнении этих условий во внешней электрической цепи, содержащей источник напряжения и сопротивление нагрузки, возникают колебания тока, а на поверхности образца - колебания потенциала. По форме эти колебания близки к синусоидальным и обусловлены возникновением винтовой волны плотности электронно-дырочной плазмы в полупроводниковом образце.
Полупроводниковые образцы, способные генерировать переменный ток при наличии магнитного поля, были названы осциллисторами. Простым и удобным способом создания полупроводниковой плазмы является инжекция носителей заряда из токовых контактов, поэтому чаще всего в качестве осциллисторов + + / + +\
используются p - n - n (p -p - n )-структуры.
Интерес к исследованиям ВН был обусловлен возможностью создания на основе осциллисторного эффекта новых приборов, например, генераторов ВЧ-диапазона и чувствительных элементов (ЧЭ) с частотным выходом различного назначения. Главными преимуществами ЧЭ с частотным выходом перед обычными аналоговыми являются: высокая помехозащищённость при передаче информационного сигнала по проводным линиям, простота преобразования сигнала в цифровой код.
Экспериментальные и теоретические исследования показали, что в германиевых осциллисторах возбуждается поверхностно-винтовая неустойчивость (ПВН). Благодаря малым значениям скорости поверхностной рекомбинации, плотность полупроводниковой плазмы распределена однородно по площади поперечного сечения германиевого осциллистора. Поэтому в нём возникает поверхностная винтовая волна, возбуждение которой связано с резким перепадом плотности плазмы на поверхности образца. Так называемая линейная теория ПВН была создана до начала исследований по этой тематике в ТГУ и СФТИ. В этой теории показано, что в области слабых магнитных полей Еп • Вп = const и получены выражения для порогового значения волнового вектора кп и пороговой частоты юп.
В период с 1974 по 1983 г. в работах ст. н. с. СФТИ Г.Ф. Караваева с сотрудниками была развита нелинейная теория мягкого режима возбуждения ВН
при небольшом выходе за порог по электрическому или магнитному полю для образцов цилиндрической геометрии и при цп = Цр, 5 = 0. Более последовательная теория (без ограничений на величины цп, Цр и 5) создана для образцов, длина и ширина которых значительно превосходит их толщину, а толщина много больше диффузионной длины неосновных носителей заряда (полупространство) или сравнима с ней (пластина). Экспериментальную проверку этих теорий осуществила аспирант Г.Ф. Карлова [100 - 106].
Измерения линейных и нелинейных параметров проводились на осциллисторах, имеющих форму стержней и пластин, изготовленных из почти собственного германия. Для проверки линейной теории ВН в образцах обоих типов исследовались зависимости Вп, юп от Е, определялся кп и его изменение вдоль пороговой кривой, описывающей зависимость Вп от Е. Полученные данные в основном подтвердили выводы линейной теории ВН.
Для проверки нелинейной теории изучались зависимости амплитуды переменного тока I, потенциала ф и ю от значений Е или В при выходе за порог возбуждения ВН по магнитному полю или электрическому, а также рост сопротивления образцов, имеющих форму стержня, при выходе за порог по магнитному полю. Полученные зависимости I, ф и ю от над-критичности по электрическому полю ДЕ = (Е - Еп) / Еп и магнитному Дв = (В - Вп) / Вп при ДЕ << 1, ДВ << 1 можно представить соотношениями I ~аЕ2в , ф ~ аЕ2в и (ю-юп) ~ Ав, которые свидетельствуют о мягком режиме возбуждения ВН.
Исследован гистерезис порогового электрического поля, который заключается в том, что при быстром увеличении напряжения на осциллисторе ВН возбуждается при большем значении Еп, чем исчезает в процессе снижения и. Показано, что этот эффект обусловлен изменением состава плазмы в образце за счёт инжекции носителей заряда с контактов и может иметь место только в нескомпенсированной плазме.
Обнаружен гистерезис порогового магнитного поля. Как и гистерезис Еп, он существует только в неравновесной плазме и обусловлен изменением её состава, причиной которого является инерционность изменения тэ при увеличении и последующем уменьшении В.
По инициативе Г.Ф. Карловой в 1985 г. были начаты исследования полупроводниковой плазмы, возбуждаемой в пластинах, изготовленных из р-кремния с удельным сопротивлением р (2,2 - 2,8)-103 Ом-см (при Т = 300 К) [107 - 109]. Однако для практического применения необходимы осциллисторы в форме стержней с минимально возможным расстоянием между инжектирующими контактами. В связи с этим после 1991 г. исследования закономерностей ВН в кремнии проводились аспирантом П.Н. Дроботом с использованием р+ - п - п+-структур, имеющих форму стержней [110 - 114].
Анализ пороговых кривых совместно с ВАХ показал, что в кремнии осциллисторный эффект возникает в квазинейтральной плазме при высоком уровне ин-жекции. При этом за счёт высокой скорости поверх-
ностной рекомбинации создаётся большой перепад концентрации плазмы в направлении, перпендикулярном оси, вдоль которой направлены векторы Е и В. Этот факт свидетельствует о том, что в кремниевых осциллисторах возбуждается объёмно-винтовая неустойчивость (ОВН) электронно-дырочной плазмы. С учётом этого анализ полученных экспериментальных данных проводился с использованием теории ОВН, созданной группой учёных Института физики полупроводников НАН Украины (В.В. Владимиров, В.К. Малютенко, Е.З. Мейлихов и др.) для образцов конечной длины и не имеющей ограничений на величину поперечного градиента плотности плазмы и соотношение подвижностей носителей заряда.
В результате проведённых исследований было установлено, что в кремниевых осциллисторах зависимости плотности прямого тока от напряжения и расстояния между инжекционными контактами (С) подчиняются закономерностям, вытекающим из теории двойной инжекции носителей заряда в полупроводник в чисто дрейфовом приближении, либо с учётом диффузионных поправок, либо с учётом как дрейфовой, так и диффузионной составляющей тока (в зависимости от величины С). При любых значениях Т (от 77 до 368 К) и С (от 0,06 до 0,54 см) ВН возникает при высоком уровне инжекции, и наиболее вероятным является возбуждение третьей гармоники ОВН.
В области температур Т > (250 - 270) К, для которых приблизительно выполняется условие слабого магнитного поля, зависимости пороговых параметров (Еп, юп, !п, ип, пороговая мощность) от Т, С, В и Е
удовлетворительно описываются на основе линейной теории ОВН с учётом данных о ВАХ.
При низких температурах критерий слабого магнитного поля не выполняется и пороговые характеристики качественно соответствуют предсказаниям теории ОВН для сильного магнитного поля.
При выходе за порог возбуждения ВН по электрическому полю или магнитному амплитуда и частота колебаний тока или потенциала на гранях образца возрастают по степенному закону при увеличении Е или В. Режим возбуждения ВН при 77 и 294 К мягкий. Эксперимент качественно подтверждает выводы теории о температурной зависимости I и ю, а также зависимости I от С.
На основе образцов с оптимальным для практического применения значением С = 0,085 см показана возможность использования кремниевых осциллисто-ров в качестве магнито-, термо- и резистивночувствительных элементов с частотным выходом, а также генераторов ВЧ-диапазона. Перечисленные приборы обладают высокой чувствительностью частоты к воздействию внешних факторов. Амплитуда выходного сигнала велика (5 мВ ^ 0,7 В) и не требует предварительного усиления.
По результатам представленных в данном обзоре исследований защищено 16 кандидатских диссертаций, получено 14 авторских свидетельств, один патент и одно свидетельство на полезную модель. Результаты практических разработок переданы на предприятия электронной промышленности и институты Академии наук в пяти научно-технических отчётах.
ЛИТЕРАТУРА
1. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1965. № 1. С. 50 - 56.
2. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1965. № 2. С. 73 - 77.
3. Гаман В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1965. № 5. С. 77 - 79.
4. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1965. № 6. С. 27 - 34.
5. Гаман В.И., Зайдман С.А. // Изв. вузов. Физика. 1966. № 1. С. 18 - 20.
6. Гаман В.И., Зайдман С.А. // Изв. вузов. Физика. 1966. № 5. С. 142 - 146.
7. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 12. С. 129 - 130.
8. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1966. № 2. С. 119 - 122.
9. Гаман В.И. // ФТП. 1969. Т. 3. Вып. 2. С. 226 - 230.
10. Гаман В.И. Физика полупроводниковых приборов. Томск: Изд-во НТЛ, 2000. 426 с.
11. Романова И.Д., Хозров В.Н., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1971. № 10. С. 154 - 156.
12. Романова И.Д., Вилисов А.А., Хозров В.Н., Гаман В.И. // Матер. IV Всес. совещ. по физич. явлен. вр - п-переходах. Томск, 1974. С. 11 - 20.
13. Гаман В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 5. С. 104 - 109.
14. Гаман В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 10. С. 132 - 136.
15. Гаман В.И., Калыгина В.М., Агафонников В. Ф. // Физикаp - n-переходов: Сборник / Под ред. В.М. Тучкевича и др. Рига: Зинатне, 1966. С. 122 - 128.
16. Гаман В.И., Калыгина В.М. // Электронные процессы на поверхности и в монокристаллических слоях полупроводников: Сборник / Под ред. В.И. Ржанова. Новосибирск: Наука, 1967. С. 25 - 29.
17. Гаман В.И., Калыгина В.М., Болтаков Ф.Н. // Изв. вузов. Физика. 1968. № 11. С. 124 - 126.
18. Гаман В.И., Зайдман С.А. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 2. С. 154 - 156.
19. Гаман В.И., Зайдман С.А. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 2. С. 156 - 157.
20. Гаман В.И., АгафонниковВ.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 6. С. 54 - 57.
21. Гаман В.И., Агафонников В.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 8. С. 144 - 146.
22. Гаман В.И., Агафонников В.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 12. С. 97 - 103.
23. Гаман В.И., Агафонников В.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1968. № 6. С. 123 - 125.
24. Гаман В.И., Агафонников В.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1968. № 10. С. 36 - 40.
25. Гаман В.И., Агафонников В.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1969. № 12. С. 141 - 143.
26. Гаман В.И., Калыгина В.М., Хлестунов А.П. // ФТП. 1969. Т. 3. Вып. 2. С. 188 - 193.
27. Гаман В.И., Калыгина В.М. // ФТП. 1970. Т. 4. Вып. 8. С. 1504 -1510.
28. Гаман В.И., Базаров В.Д. // РиЭ. 1967. № 7. С. 1322 - 1323.
29. Гаман В.И., Базаров В.Д. // Изв. вузов. Физика. 1967. № 9. С. 80 - 85.
30. Гаман В.И., Базаров В.Д. // Изв. вузов. Физика. 1968. № 10. С. 7 - 12.
31. Гаман В.И., Бадлуев А.И. // Изв. вузов. Физика. 1975. № 3. С. 50 - 60.
32. Гаман В.И., Бадлуев А.И. // Труды шестой Междунар. конф. по аморфным и жидким полупроводникам, том «Структура и свойства некристаллических полупроводников». Л.: Наука, 1976. С. 495 - 499.
33. Гаман В.И., Панченко А.Г., Климов В.Н. // Изв. вузов. Физика. 1973. № 6. С. 126 - 128.
34. Калыгина В.М., Евстигнеев С.М., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 1. С. 115 - 116.
35. Бадлуев А.И., Гаман В.И., Минаев В.С. // Изв. вузов. Физика. 1979. № 8. С. 64 - 71.
36. Бадлуее А.И., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1980. № 9. С. 116 - 118.
37. Калыгина В.М., Гаман В.И., Бадлуее А.И. // Изв. вузов. Физика. 1980. № 9. С. 35 - 39.
38. Калыгина В.М., Гаман В.И., Минаее В.С. и др. // Физика и химия стекла. 1982. Т. 7. № 1. С. 79 - 82.
39. Калыгина В.М., Евстигнеев С.М., Гаман В.И. и др. // Физика и химия стекла. 1982. Т. 8. № 5. С.618 - 621.
40. Гаман В.И., Бадлуее А.И., Терёхина Л.И. // Сб. докл. конф. «Аморфные полупроводники-82». Т.Р. Бухарест, 1982. С. 244 - 246.
41. Гаман В.И., Терёхина Л.И. // Сб. докл. конф. «Аморфные полупроводники-84». Т.2. Габрово, 1984. С. 31 - 33.
42. Гаман В.И., Базаров В.Д., Резников В.А. // Изв. вузов. Физика. 1969. № 2. С. 15 - 19.
43. Агафонников В. Ф., Гаман В.И., Глущук С. Ф. и др. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 1. С. 3 - 7.
44. Агафонников В. Ф., Гаман В.И., Глущук С. Ф. и др. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 7. С. 28 - 31.
45. Агафонникова Е.В., Агафонников В.Ф., Гаман В.И. // Материалы конф. «Некристаллические полупроводники-89». Т. 2. Ужгород, 1989. С. 52 - 54.
46. Агафонников В. Ф., Агафонникова Е.В., Гаман В.И. // Электронная промышленность. 1988. Вып. 4 (172). С. 96.
47. Гаман В.И., Резников В.А., Федяйнова Н.И. // Изв. вузов. Физика. 1972. № 2. С. 57 - 63.
48. Калыгина В.М., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1972. № 3. С. 45 - 50.
49. Калыгина В.М., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1972. № 8. С. 31 - 35.
50. Калыгина В.М., Гаман В.И., Макаров А.А. // Изв. вузов. Физика. 1972. № 9. С. 122 - 124.
51. Калыгина В.М., Гаман В.И., Фатерина Н.А. // Изв. вузов. Физика. 1973. № 1. С. 133 - 135.
52. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. и др. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 7. С. 123 - 124.
53. Калыгина В.М., Гаман В.И., Минаев В.С. и др. // Изв. вузов. Физика. 1974. № 8. С. 59 - 64.
54. Калыгина В.М., Гаман В.И., Ряннель Э. Ф. и др. // Изв. вузов. Физика. 1978. № 8. С. 80 - 85.
55. Калыгина В.М., Гаман В.И., Модебадзе О.Е. // Изв. вузов. Физика. 1989. № 1. С. 83 - 87.
56. Гаман В.И., Резников В.А., Галанский В.Л. и др. // Изв. вузов. Физика. 1972. № 7. С. 57 - 61.
57. Гаман В.И., Резников В.А. // Изв. вузов. Физика. 1973. № 2. С. 145 - 146.
58. Гаман В.И., Калыгина В.М., Николаев А.И. // Изв. вузов. Физика. 1992. № 7. С. 116 - 121.
59. Ряннель Э. Ф., Калыгина В.М., Гаман В.И. // Физика и химия стекла. 1976. Т. 2. № 2. С. 109 - 113.
60. Ряннель Э. Ф., Гаман В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1976. № 2. С. 102 - 106.
61. Гаман В.И., Калыгина В.М.,Ряннель Э.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1976. № 2. С. 107 - 115.
62. Ряннель Э. Ф., Гаман В.И., Косинцев В.И. // Изв. вузов. Физика. 1977. № 2. С. 92 - 100.
63. Калыгина В.М., Гаман В.И., Ряннель Э. Ф. // Изв. вузов. Физика. 1978. № 2. С. 36 - 43.
64. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1978. № 11. С. 61 - 69.
65. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. и др. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 3. С. 35 - 38.
66. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. и др. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 3. С. 68 - 73.
67. Косинцев В.И., Гаман В.И., Калыгина В.М. и др. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 5. С. 90 - 94.
68. Косинцев В.И., Калыгина В.М., Гаман В.И. и др. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 5. С. 85 - 89.
69. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. и др. // Сб. докл. конф. «Аморфные полупроводники-82», Т. «Р». Бухарест, 1982. С. 134 - 136.
70. Калыгина В.М., Косинцев В.И., Гаман В.И. и др. // Изв. вузов. Физика. 1983. № 6. С. 31 - 35.
71. Косинцев В.И., Гаман В.И., Калыгина В.М. // Материалы конф. «Аморфные полупроводники-84». Т. 2. Габрово, 1984. С. 306 - 308.
72. Калыгина В.М., Гаман В.И., Богомолова Л.Д. и др. // Физика и химия стекла. 1984. Т. 10. № 5. С. 555 - 559.
73. Калыгина В.М., Гаман В.И., Косинцев В.И. и др. // Физика и химия стекла. 1986. Т. 12. № 1-С. 86 - 91.
74. Гаман В.И., Косинцев В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1987. № 6. С. 18 - 32.
75. Косинцев В.И., Колтун В.И. // Изв. вузов. Физика. 1988. № 12. С. 95 - 100.
76. Калыгина В.М., Гаман В.И.,Филатова И.В. и др. // Физика и химия стекла. 1990. Т. 16. № 3. С. 392 - 396.
77. Гаман В.И., Диамант В.М., Вилисов А.А., Фукс Г.М. // ФТП. 1978. Т. 12. Вып. 5. С. 1031 - 1034.
78. Гаман В.И., Диамант В.М., Фукс Г.М. // ФТП. 1979. Т. 13. Вып. 12. С. 2302 - 2307.
79. Вилисов А.А., Гаман В.И., Диамант В.М., Фукс Г.М. // ФТП. 1980. Т. 14. Вып. 4. С. 625 - 628.
80. Вилисов А.А., Гаман В.И., Диамант В.М., Фукс Г.М. // ФТП. 1981. Т. 15. Вып. 2. С. 414 - 418.
81. Гаман В.И., Фукс Г.М. // ФТП. 1982. Т. 16. Вып. 1. С. 190.
82. Гаман В.И., Фукс Г.М. // ФТП. 1982. Т. 16. Вып. 6. С. 1133 - 1135.
83. Гаман В.И., Фукс Г.М. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 7. С. 115 - 116.
84. Вилисов А.А., Гаман В.И., Диамант В.М. // ФТП. 1983. Т. 17. Вып. 2. С. 312 - 315.
85. Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1983. № 10. С. 79 - 95.
86. Вилисов А.А., Гаман В.И., Диамант В.М. // ФТП. 1984- Т. 18. Вып. 5. С. 933 - 935.
87. Brudnyi V.N., Gaman V.I., and Diamond V.M. // Solid-State Electron. 1988. V. 31. No. 6. P. 1093 - 1099.
88. Brudnyi V.N., Vilisov A.A., Gaman V.I. and Diamond V.M. // Solid-State Electron. 1983. V. 26. No. 7. P. 699 - 703.
89. Гаман В.И., Иванова Н.Н., Калыгина В.М. и др. // Изв. вузов. Физика. 1992. № 11. С. 99 - 108.
90. Гаман В.И., Калыгина В.М., Панин А.В., Смирнова Т.П. // Поверхность. 1995. № 5. С. 18 - 26.
91. Возмилова Л.Н., Гаман В.И., Калыгина В.М., Панин А.В. и др. // ФТП. 1997. Т. 31. Вып. 4. С. 492 - 497.
92. Gaman V.I., Kalygina V.M., PaninA.V. // Solid-State Electronics-1999. V. 43. P. 583 - 588.
93. Воронков В.П., Гаман В.И., Дученко М.О. и др. // Поверхность. 1995. № 2. С. 35 - 40.
94. Гаман В.И., Дробот П.Н., Дученко М.О. и др. // Поверхность. 1996. № 11. С. 64 - 73.
95. Гаман В.И., Дученко М.О., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1998. № 1. С. 69 - 83.
96. Гаман В.И., Давыдова Т.А., Дученко М.О. и др. // Поверхность. 1998. № 10. С. 112 - 115.
97. Гаман В.И., Дученко М. О., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 1999. № 9. С. 3 - 11.
98. Гаман В.И., Балюба В.И., Грицык В.Ю. // Изв. вузов. Физика. 2001. № 11. С. 3 - 7.
99. Гаман В.И., Калыгина В.М. // Изв. вузов. Физика. 2003. № 4. С. 3 - 13.
100. Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 5. С. 18 - 21.
101. Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф., Гаман В.И. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 5. С. 111 - 113.
102. Гаман В.И., Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф. // ЖТФ. 1981. Т. 51. Вып. 2. С. 380 - 383.
103. Гаман В.И., Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1982. № 7. С. 38 - 41.
104. Гаман В.И., Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф. // ФТП. 1983. Т. 17-В. 3. С. 508 - 510.
105. Гаман В.И., Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф. и др. // Изв. вузов. Физика. 1984. № 7. С. 66 - 72.
106. Гаман В.И., Караваев Г.Ф., Карлова Г.Ф. и др. // Изв. вузов. Физика. 1984. № 7. С. 72 - 75.
107. Карлова Г.Ф., Гаман В.И., Караваев Г.Ф. // ФТП. 1985. Т. 19. Вып. 2. С. 343 - 345.
108. Карлова Г.Ф., Гаман В.И., Шумская Е.Г. // Изв. вузов. Физика. 1991. № 8. С. 49 - 53.
109. Гаман В.И., Карлова Г.Ф., Шумская Е.Г. // Изв. вузов. Физика. 1991. № 8. С. 54 - 60.
110. Гаман В.И., Дробот П.Н., Карлова Г.Ф. // Изв. вузов. Физика. 1992. № 5. С. 103 - 110.
111. Гаман В.И., Дробот П.Н. // Изв. вузов. Физика. 1995. № 2. С. 48 - 53.
112. Гаман В.И., Дробот П.Н. // Изв. вузов. Физика. 2000. № 7. С. 35 - 45.
113. Гаман В.И., Дробот П.Н. // Изв. вузов. Физика. 2001. № 1. С. 44 - 49.
114. Гаман В.И., Дробот П.Н. // Изв. вузов. Физика. 2001. № 11. С. 39 - 44.
