Фотоэлектрические инфракрасные детекторы с управляемой спектральной характеристикой Текст научной статьи по специальности «Физика»

А.В. Войцеховский, С.Н. Несмелое

ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ИНФРАКРАСНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ С УПРАВЛЯЕМОЙ СПЕКТРАЛЬНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКОЙ

Проведен сравнительный анализ предельных обнаружительных способностей различных типов инфракрасных детекторов с управляемой спектральной характеристикой. Показано, что собственные детекторы на основе Н^СёТе обладают лучшими характеристиками для использования в спектральном диапазоне 8 - 12 мкм по сравнению с фотоприемниками на основе структур с внутренней фотоэмиссией типа гетероструктур, барьеров Шоттки, а также на основе структур с квантовыми ямами. Экспериментально исследовано влияние приповерхностных варизонных слоев на электрофизические и фотоэлектрические свойства МДП-структур на основе гетероэпитаксиальных слоев ^СёТе. Установлено, что создание приповерхностных широкозонных слоев в ^СёТе позволяет уменьшить влияние поверхностной рекомбинации на время жизни неосновных носителей заряда. Сделаны выводы о возможности применения матриц фоточувствительных МДП-структур в качестве монолитного варианта ИК-детекторов с обработкой сигнала в фокальной плоскости.

В данной работе проведено сравнение пороговых характеристик различных типов фотоэлектрических детекторов дальней ИК-области с управляемой спектральной характеристикой. К таким детекторам можно отнести собственные детекторы на полупроводниковом твердом растворе ^1 хС4-Те, ширина запрещенной зоны которого зависит от состава (х). В данном случае возможно управление энергетической диаграммой фоточувствительного элемента МДП-структуры на основе варизонного слоя ^1 хСёхТе [1]. Кроме того, к ним относятся детекторы на основе структур с внутренней фотоэмиссией: барьеры Шоттки типа Р181/р+-81/р-81 с сильнолегированным поверхностным слоем на границе раздела силицид металла - кремний, а также гетероструктуры типа Ое^! х<В>/р-81. Изменение параметров сильнолегированного слоя (уровня легирования и толщины) позволяет в широких пределах управлять спектральной характеристикой детекторов на основе силицидов металлов. Контролируемое изменение состава и уровня легирования примесью бора твердого раствора Ое81 также приводит к изменению спектральной области чувствительности детекторов на основе гетероструктур. Как видно из сказанного выше, в структурах Р181/р+-81/р-81 и Ое^^ х<В>/р-81 имеется принципиальная возможность управления высотой энергетического барьера для фотоносителей [2,3]. Наконец, последним типом детекторов рассматриваемого класса являются детекторы на основе сверхрешеток и структур с множественными квантовыми ямами, в которых управление спектральной характеристикой достигается изменением уровня легирования и толщины слоев с квантовыми ямами и барьерных слоев. При этом изменение спектральной характеристики достигается за счет реализации различных видов оптических переходов между связанными состояниями и состояниями континуума [4]. Оценим соответствие характеристик перечисленных выше фотоприемников требованиям современных ИК-систем.

Новое поколение ИК-систем предъявляет следующие требования к фотоприемным устройствам:

- Высокие рабочие температуры, вплоть до комнатной.

- Большие площади фоточувствительных элементов (большое число элементов разложения (пикселей) с минимальным размером площадки отдельного фоточувствитель-ного элемента).

- Высокая частота кадров или малые времена интеграции сигналов.

- Реализация многоспектральных устройств с внутренним управлением спектральной характеристикой.

- Исключение оптического сканирования и упрощение оптической системы.

- Усовершенствование электронных схем обработки сигнала (при электронном сканировании матриц элементов).

- Снижение объема и веса, а также стоимости.

Предложенные для рассмотрения типы фотоприемников

отвечают высоким требованиям, предъявляемым к современным ИК-системам, так как технологически эти прием-

ники реализуются на основе полупроводниковых соединений с высокой степенью однородности параметров по площади (современные эпитаксиальные технологии МЛЭ, ГФЭ), малым временем жизни фотоносителей, большим коэффициентом поглощения (собственное поглощение или поглощение при оптических переходах между состояниями в квантовой яме). Энергетическая диаграмма рассматриваемых полупроводниковых структур способствует созданию многоспектральных устройств с электронным управлением их спектральной фоточувствительностью. Матричное исполнение таких фотоприемников обеспечивается применением достижений микроэлектронной технологии для фото-чувствительных структур на основе кремния (Р181/81, Ое81/81); использованием в будущем фотоприемников на основе сверхрешеток и квантовых ям из твердого раствора Ое81 с барьерами из 81 [4]; выращиванием гетероэпитаксиальных структур ^СёТе на подложках из 81 [5].

Ниже приводится сравнительный анализ рабочего диапазона температур и обнаружительной способности рассматриваемых детекторов, в котором за основу взят режим фонового ограничения фотодетектора. Мы будем следовать методике, предложенной ранее в работах М. КтсИ [6, 7], А. Рогальского и А. Войцеховского [4,8,9]. При этом рассмотрим следующие полупроводниковые материалы (структуры):

- собственные узкозонные полупроводники (^1 хСёхТе), в том числе МДП-структуры Ме/8102/ ^1 хС4Де;

- барьеры Шоттки силицид металла - кремний (Р181/81, Р181/р+-81/р-81);

- гетероструктуры Оех811 х<В>/81;

- квантовые ямы на основе ОаАв/АЮаАв.

АНАЛИЗ РАБОТЫ ИК-ДЕТЕКТОРОВ РАЗЛИЧНОГО ТИПА Собственный полупроводник

В данном разделе анализируются характеристики детектора на собственном фотоэффекте, в частности на основе полупроводникового соединения Н§1_хСёхТе. Независимо от типа используемого детектора (фотосопротивление, фотодиод, МДП-структура) рассмотрение носит фундаментальный характер. В использованной модели не рассматриваются шумы, связанные с туннельной генерацией, с генерацией через поверхностные состояния, состояния дефектов, тепловой генерацией в области пространственного заряда, так как вклад данных явлений зависит от технологии изготовления материала и приборных структур, т.е. от концентрации дефектов решетки и плотности поверхностных состояний на границе раздела диэлектрик -полупроводник. Основными параметрами, определяющими обнаружительную способность Бк и рабо-

чую температуру Тр, являются: скорость тепловой генерации gti^ и квантовая эффективность ^ (для определенности выбран материал п-типа проводимости):

gth

nth

П= (1 - R)P - exp(-at )1 s at,

1 - R • exp(-at)

(at < 1),

(1)

(2)

E

иф =-

■> nth,

(3)

V t

где A - площадь ФЧЭ; Фв - плотность потока фотонов фонового излучения; V = A-t - объем ФЧЭ.

С учетом (1) - (3) получаем соотношение

афвт > nth (фв > gth 1 а). (4)

Отличия всех типов собственных детекторов определяется их температурными зависимостями nth(T), т(Г) и величиной a. Запишем выражения для шумового и сигнального токов:

1N = дЩдцФвAG2 + qgfhG2]А/ ; (5)

Is =

qnpsG

hv

(6)

где G - коэффициент фотоэлектрического усиления, параметр и = 4 для фотосопротивления и и = 2 для фотодиода и МДП-структуры; А/ - полоса рабочих частот; Р8 - мощность сигнального излучения. Пороговая мощность принимаемого излучения (/8 = /к):

РТ = —4 пФв А + я * . (7)

П

Обнаружительная способность детектора равна:

4а-4¥ _ П 1 _

А = -

r>min

PS

A

(8)

hvJuyj Ф в + Gth

В режиме фонового ограничения: І П

h\4u\ Фв

где - концентрация носителей, обусловленных тепловой генерацией; т - время жизни носителей заряда; г - толщина фоточувствительного элемента (ФЧЭ); Я - коэффициент отражения излучения поверхностью ФЧЭ; а - коэффициент поглощения материала ФЧЭ. Схема электронных переходов приведена на рис. 1, где £ор1 - оптическая скорость генерации носителей заряда, г - скорость рекомбинации носителей заряда.

Ec

Считаем, что в рассматриваемом узкозонном полупроводниковом материале Н§1-хСёхТе основным механизмом рекомбинации является оже-рекомбина-ция [10, 11]. Тогда выражения для времен жизни носителей заряда запишутся в виде

2т

т A1 =-

Ail

2т

Ail '

2т

n(n + p)

тAl

Ail

2т

Ail '

1 +

_P p(n + p)

(1О)

h гі (1 + ц)1/2 (1 + 2 ^)exp

TAil - '

1 + 2И Eg 1 + ц kT

16(2n)^2 q4 I me I m0 \F1F2

I kT ^3/2

TA7 = ys 6І - 5/(4 Eg / kT)

Ev

Рис. 1. Энергетическая диаграмма собственного полупроводника

Для случая фонового ограничения концентрация носителей заряда, возникающих за счет фоновой генерации Пф, превосходит концентрацию носителей за счет тепловой генерации щ^

г|Фв тА г|ФВт

- (11)

тап 1 + 3/(2Ег / кТ)

где ц = оте7оть* - отношение эффективных масс электронов и дырок; \F\Ft\ - интегралы перекрытия периодической части блоховских функций; тА1, тА7 -времена жизни при оже-рекомбинации для механизмов электронных и дырочных взаимодействий (А1, А7); тА;1, тА;7 - времена жизни при оже-рекомбинации для механизмов А1 и А 7 соответственно в собственном полупроводнике; Т - температура; п1 - собственная концентрация; п, р - концентрации электронов и дырок; Ея - ширина запрещенной зоны; к - постоянная Планка; к - постоянная Больцмана.

Исходные параметры материала п-Н§СёТе, принимаемые во внимание при расчете: а = 103 см-1, п = 1015 см-3 при Т = 77 К.

Следует отметить, что на время жизни неосновных носителей заряда влияют и другие механизмы рекомбинации, например, поверхностная рекомбинация. Важной задачей является уменьшение влияния поверхностной рекомбинации на объемное время жизни, что позволяет приблизиться к расчетным значениям пороговых характеристик. Одним из способов снижения роли поверхностной рекомбинации является создание приповерхностных широкозонных слоев Н§СёТе (с большей, чем в объеме молярной доле СёТе) [5, 10].

Барьеры Шоттки силицид металла - кремний (Р181/81)

В данных детекторах поглощение ИК-излучения осуществляется в металле и процесс детектирования можно разделить на три стадии: генерацию основных носителей, их перенос к барьеру и последующий переход через барьер [4]. Первые две стадии формируют квантовый выход фотоэффекта (скорость генерации фотоносителей, включая фоновую генерацию, относительно скорости тепловой генерации). Третья стадия определяет коэффициент разделения носителей (рис. 2).

Концентрация носителей заряда, возникших при тепловой генерации, равна

т

2

2

n

n

«о = [8лЛт(2(Ер + Ее ))1'2 к3 ] ехр I- -Ч, (12)

кТ

где Ея, ЕР - ширина запрещенной зоны и энергия уровня Ферми соответственно.

■ЕР

П(-) = 1,24с,-- ---

(13)

волны (в мкм); - граничная длина волны (в мкм), которая равна 1,24/фь (фь - высота потенциального барьера на границе металл - полупроводник, эВ). Выражение для темнового тока через барьер в случае доминирования термоэмиссионной составляющей:

I = А • А Т2 ехр I —-

1,24

К кТ

(14)

где А - эффективная постоянная Ричардсона. Поэтому при ограничении пороговых свойств детектора дробовыми шумами темнового тока можно записать следующее выражение для обнаружительной способности фотоэмиссионного детектора данного типа:

1 1

Рис. 2. Энергетическая диаграмма детектора на основе барьера Шоттки ?181/р-81

Время жизни горячих носителей в металле, определяемое взаимодействием носителей между собой, составляет т[с] = 1,5-10-14/£/, где Ея в эВ. С учетом конструкции оптического резонатора для повышения степени поглощения излучения оптимальная толщина слоев РіБі равна 1 - 2 нм.

Возможность изменения высоты потенциального барьера на границе раздела электрод - кремний, определяющей граничную длину волны фотоэмисси-онных детекторов, важна для оптимизации характеристик детекторов применительно к конкретным условиям регистрации излучения. Первоначально изменения высоты потенциального барьера (граничной длины волны) добивались путем использования в качестве электрода различных силицидов, сплавов силицидов или изменением технологий формирования силицидов [4]. Позже было показано, что возможно уменьшение эффективной высоты потенциального барьера в детекторах РіБі/Бі вследствие эффекта Шоттки, который приводит к увеличению напряженности электрического поля вблизи барьера, обусловленного созданием приповерхностного сильнолегированного слоя в полупроводнике [12]. Авторами данной работы предложено использовать для создания в кремнии сильнолегированных приповерхностных слоев короткоимпульсную имплантацию атомов бора методом ядер отдачи [13]. В работе авторов [14] рассчитаны спектральные и пороговые характеристики детекторов с приповерхностными сильнолегированными слоями и показано, что граничные длины волн детекторов на основе барьеров Шоттки РіБі/Бі могут быть увеличены до 14 мкм при создании высоколегированного слоя данным методом, что обеспечивает увеличение квантовой эффективности в спектральном диапазоне 3 - 5 мкм и возможность детектирования излучения в диапазоне 8 - 12 мкм. Выражение для квантовой эффективности фотоэмиссионного детектора вблизи длинноволновой границы согласно формуле Фаулера имеет следующий вид:

\2

(15)

Толщина и концентрация примеси в сильнолегированном слое определяют граничную длину волны детекторов Р1Б1/р+-81/р-81:

1,24

= Хе (Nа, й) =-

(16)

фЬ -ЛФъ (#а , ^)

где N - концентрация примеси в сильнолегированном слое (обычно N3 > 61018 см-3); С - толщина сильнолегированного слоя; фь - высота потенциального барьера в отсутствие эффекта Шоттки; Дфь - понижение высоты потенциального барьера вследствие эффекта Шоттки.

Например, для случая постоянной концентрации примеси в сильнолегированном слое понижение барьера Дфь может быть найдено при помощи выражения

Лфь =

дБ

(17)

где Е - напряженность электрического поля в приповерхностной области полупроводника, определяемая выражением [4]

Е =

(18)

где С1 - эмиссионный коэффициент, зависящий от технологии и геометрии прибора; ^ - рабочая длина

где Е0 - диэлектрическая постоянная; є5 - относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника; V - приложенное напряжение; Ус - контактная разность потенциалов. Обнаружительные способности и пороговые разности температур при различных параметрах сильнолегированных слоев детекторов РіБі/р-Бі/р-Бі рассчитаны в работах [14, 15].

Изменение параметров сильнолегированного слоя позволяет оптимизировать спектральную характеристику детекторов для конкретных тепловизионных применений.

Гетеропереходы Сех8і1-х/8і

Новые технологические возможности управления граничной длиной волны фотоэмиссионных кремниевых детекторов предоставляют гетеропереходы р+^е^й-Хр-Бі (рис. 3), в которых высота потенциального барьера на гетерогранице зависит от содержания германия и концентрации бора в пленке силицида германия [16 - 18].

р+-Ое$1 -

• р-$1

(ШЕ

1

<

г \

Ер

Е,

Е

Рис. 3. Энергетическая диаграмма детектора на основе гетроперехода GeSi/p-Si

Оптимальная толщина электрода из GeSi составляет около 20 нм, что обусловлено более низким коэффициентом поглощения силицида германия. Перспективным направлением современной оптоэлектроники является разработка многоспектральных детекторов на основе структур Р18^еБ^ и Р18^ЮеБ^ [19, 20], в которых сильно зависит от напряжения смещения. По принципу действия детекторы на основе гетероперехода GeSi/Si близки к детекторам на основе барьера Шоттки, что позволяет при расчете использовать ранее полученные выражения для параметров фотоэмиссионных детекторов, учитывая различие С1, А и возможность управления в широких пределах граничной длиной волны за счет изменения состава соединения и концентрации примеси бора в силициде германия [21]:

(^а > х) ,

где N - концентрация примеси бора, а х - молярная доля германия в твердом растворе GeISi1-I. В случае, когда в GeSi Ev = Ер, может применяться простая аппроксимирующая формула [16]

Xс = 1,24 . с 0,84 • х

Квантовые ямы на основе AlGaAs/GaAs

Как показано на рис. 4, поглощение излучения в квантовых ямах осуществляется посредством оптических переходов между связанными состояниями Е1 и Е2 в яме зоны проводимости (возможны также переходы между связанным состоянием ямы и состояниями континуума зоны проводимости).

Фототок

АЮаАя

п2

Е2

GaAs Ер

\щ Е1

п2 = п0(кТ/ЕР)ехр[(Ер -Е2)/кТ],

Ер = п0 к24пт ,

где Ер - энергия уровня Ферми; п0 - концентрация электронов на уровне Е1; С - толщина ямы.

Время жизни носителей, связанное с уровнем Е2, определяется взаимодействием горячего электрона с фононами и составляет т = (1 - 10)-10-12 с. Коэффициент поглощения излучения с учетом его поляризации и оптимальности геометрии фоточувствительной структуры определяется концентрацией п0 и равен 5'10-15-п0 см2[24]. Максимум квантовой эффективности для неполяризованного излучения при г = 1/а составляет 0,5 при типичной величине п0, равной 2-1017

— 2-1018 см-3. Эти параметры и были использованы для расчета темнового тока и обнаружительной способности.

В последние годы начались активные разработки детекторов с множественными квантовыми ямами на основе напряженных многослойных гетероструктур GeSi/Si [4], которые могут быть использованы с существующими схемами обработки сигнала на основе кремния.

Сравнение температурных зависимостей характеристик ИК-детекторов

На рис. 5 приведены расчетные зависимости предельной обнаружительной способности от длины волны для фотоэмиссионных и собственных детекторов. Точками на рис.5 показаны значения обнаружи-тельной способности при длине волны 4 мкм для многоспектральных детекторов на основе структур PtSi/GeSi/Si при различных напряжениях смещения.

Э*

101

101

109

108

V- Рг81/0е81/81(0 В) □ - Рг81/Ое81/81(3 В)

■ 1 N. Идеальный фотовольтаический детектор _ 1ФР 1пЛб^ч^^

\ ФД 1п8Ъ

г ^ФДHgCdTe

^+-ве81/р-81

: Рг81/р-81 1 1 Ь81/р-8\ Р181/р+-81/р-8]\ 1| . \ . ■ . |\ .1.1

8 10 X, мкм

12

14

16

Рис. 4. Профиль дна зоны проводимости структуры с квантовыми ямами на основе GaAs/AlGaAs

Детектирование ИК-излучения происходит за счет появления тока фотопроводимости. Концентрация носителей заряда п2 за счет тепловой генерации с энергетического уровня Е2 равна [22 - 24]

Рис. 5. Зависимости обнаружительной способности от длины волны для различных типов инфракрасных детекторов

Как следует из рис. 5, наибольшие значения обнару-жительной способности на различных длинах волн обеспечивают собственные детекторы на основе 1пАб, 1пБЪ, Н§СёТе. Следует отметить, что в режиме накопления фотоэмиссионные детекторы на основе силицидов металлов (ИБ^ 1гБ^ и твердого раствора GeSi могут обеспечивать пороговые разности температур,

2

4

6

а

сопоставимые с аналогичным параметром для собственных детекторов, что связано с лучшим соответствием времени кадра и времени накопления ямы хранения при частотах 25 - 50 Гц [4]. Как показано на рис.5, детекторы с управляемой спектральной характеристикой на основе структур и р+-

GeSi/p-Si обеспечивают достаточно высокую обнару-жительную способность в дальней ИК-области спектра. На рис.6 приведены расчетные зависимости нормализованного тока и обнаружительной способности от температуры для фотоэмиссионных детекторов на основе барьера Шоттки PtSi/p+-Si/Si и многослойной гетероструктуры GeSi/Si. Обнаружительная способность рассчитывалась на длине волны 10 мкм при граничной длине волны 15 мкм. При расчете использовались параметры из работ [12, 18]. Большие значения обнаружительной способности у детекторов на основе гетероструктур GeSi/Si связаны с большими значениями эмиссионного коэффициента у многослойных детекторов, содержащих несколько оптимизированных по толщине слоев GeSi.

U;, см-Гц°’5/Вт

It /п, A/см2

грамм рассматриваемых детекторов. При расчете зависимостей рис. 7 использованы следующие значения квантовой эффективности: детектор на основе

ЩСёТе - 0,67, детектор на квантовых ямах - 0,33, примесный детектор - 0,35, детектор на основе высокотемпературных сверхпроводников - 0,67, детектор на основе барьера Шоттки - 0,3. Из сравнения видно, что наивысшая рабочая температура реализуется для собственного полупроводника Н§СёТе.

lO -1

И

О

н

ж

о

со

о

я

lO-

н

ж

3

я

я

оЗ

со

о

со

я

lO-

lO-

&

я

lO-9

2O

: / / // : . ВТСП / / // Барьер Шоттки ■ г Ц _/ /1 F/2 : - / ~~f А

г />

' 1 / // 'Детектор Г КЛ на КЯ

1 11 //'Примесный' " ill детектор / HgCdTe

III / 1

lO1

lO1

lO1

lO1

о

я

о

ё

о

ё я > я 3 >§ я о ©

4O

6O

SO

lOO

lO10 l2O

Температура, К

Рис. 7. Температурные зависимости нормализованных тем-новых токов для различных типов детекторов дальнего ИК-диапазона

о

я

Рис. 6. Зависимости обнаружительной способности и нормализованного темнового тока от температуры для детекторов на основе барьера Шоттки и гетероструктуры

GeSi/Si

Проведем анализ широко применяющихся в настоящее время в тепловизионной технике различных типов детекторов с граничной длиной волны 10 мкм. При расчете воспользуемся соответствующими выражениями для обнаружительной способности и темно-вого тока таких детекторов, как собственный (Н§СёТе), примесный ^е:Х), на барьере Шоттки (КБ1/Б^, на квантовых ямах ^аЛБ/АЮаЛБ) и на материале с высокотемпературной сверхпроводимостью (ВТСП) [8, 9]. С учетом скорости тепловой генерации на рис. 7 и 8 приведены зависимости плотности тем-новых токов и обнаружительной способности различных типов ИК-детекторов с эквивалентной шириной запрещенной зоны 0,124 эВ. Приведенные для сравнения на этих же рисунках данные для полупроводника с примесным поглощением и ВТСП-материала необходимо рассматривать как гипотетические, так как их энергетическая диаграмма отличается от диа-

Температура, К

Рис. 8. Зависимости обнаружительной способности от температуры для различных типов детекторов дальнего ИК-диапазона

Необходимо отметить, что для случая барьера Шоттки РіБі/Бі при расчете зависимости Бк (Т) используется величина внутренней квантовой эффективности 0,007, существенно меньшая эффективностей других детекторов. При использовании структуры с поверхностным легированным слоем РіБі/^+-Бі/р-Бі величина квантовой эффективности может быть значительно увеличена.

Таким образом, из проведенных расчетов следует, что более высокими пороговыми характеристиками в спектральном диапазоне 8 - 12 мкм обладает собст-

венный детектор на основе Н§СёТе. Важной технологической задачей является обеспечение значений времени жизни, близких к предельным для приборов с накоплением заряда, что позволит реализовать потенциальные преимущества детекторов данного типа в матричном исполнении. Одним из способов увеличения времени жизни является уменьшение роли поверхностной рекомбинации путем создания приповерхностных широкозонных слоев в эпитаксиальных пленках Н§СёТе. Нами проведены экспериментальные исследования влияния приповерхностных вари-зонных слоев на фотоэлектрические свойства МДП-структур, сформированных на основе гетроэпитаксиального Н§СёТе, созданного методом молекулярнолучевой эпитаксии.

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ПРИПОВЕРХНОСТНЫХ ВАРИЗОННЫХ СЛОЕВ В ЩСаТе НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МДП-ФОТОПРИЕМНИКОВ

Исследуемые МДП-структуры изготавливались на основе Н§СёТе, выращенного методом молекулярнолучевой эпитаксии на подложках из GaAs(013). Исследовались свойства МДП-структур Н§СёТе/БЮ2/ Б1зМ4, а также Н§СёТе/АОП (АОП - анодно-окисная пленка) при содержании СёТе 0,21 - 0,23 молярных доли. Исследовались образцы п- и ^-типов проводимости при концентрациях основных носителей 3-1014

- 7-1015 см-3. На рис. 9 показаны зависимости состава x от координаты (0 - граница раздела диэлектрик -полупроводник). Поперечное сечение МДП-структуры показано в виде вставки на рис. 9. На поверхности диэлектрика каждого образца формировалась матрица из более чем 50 индиевых электродов толщиной 0,5 мкм и размером 0,5 х 0,5 мм2. Измерения характеристик каждого образца проводились для серии сформированных элементов. Предварительные результаты исследований вольт-фарадных характеристик изготовленных МДП-структур приведены в работе [1].

0 2 4 6

Толщина, мкм

Рис. 9. Распределение состава по толщинам эпитаксиальных пленок HgCdTe для МДП-структур различных типов. На вставке приведена схема поперечного сечения МДП-структуры

Проводились измерения вольт-фарадных характеристик (С(Р)), вольт-сименсных характеристик ^(Р)), а также полевых, частотных и температурных зависимостей фотоэдс (ЩУ, /, Т)) на длине волны 0,94 мкм при освещении образцов со стороны подложки. Измерения проводились при температуре 78 К в диапазоне частот 1 кГц - 1 МГц. За прямое направление развертки принималось изменение напряжения от отрицательных значений к положительным, а за обратное направление - от положительных к отрицательным. Скорость изменения напряжения смещения при измерениях С(У) и Щ(Р) составляла не более 0,015 В/с. Методики исследований и схема экспериментальной установки описаны в [25]. Для исследования влияния варизонных слоев на свойства МДП-структур проводились измерения характеристик МДП-структур, сформированных на пленках п-Н§СёТе с широкозонными приповерхностными ва-ризонными слоями, а также на пленках с удаленными (в результате травления в растворе Вг2 - НВг) приповерхностными слоями.

В диапазоне частот 10 кГц - 1МГц исследованные МДП-структуры имели вид С(Р)-зависимости, характерный для низких или промежуточных частот. На рис. 10 приведены С( ^-характеристики МДП-струк-тур на основе п-Н§СёТе с приповерхностными широкозонными варизонными слоями, а также без вари-зонных слоев. Состав рабочего слоя для всех образцов х = 0,23, концентрация электронов в рабочем слое 3,7-1014 см-3. Как видно из рис. 10, удаление варизон-ного слоя приводит к уменьшению глубины провала на С(Р)-зависимости, что обусловлено возрастанием приповерхностных концентраций носителей при удалении широкозонных приповерхностных слоев.

Напряжение, В

Рис. 10. С(К)-зависимости на частоте 10 кГц при прямой развертке напряжения для МДП-структур на основе и-HgCdTe с варизонными слоями, а также без них

Сделанный вывод подтверждается результатами измерений зависимости от напряжения проводимости и фотоэдс МДП-структур, приведенными на рис. 11 и 12. Как видно из рис. 11, в структурах без варизонно-го слоя больше дифференциальная проводимость и наблюдается сужение пика зависимости в области «провала» вольт-сименсной характеристики.

о

д

8

о

2

я

ч

о

со

о

£

Напряжение, В

Рис. 11. б(К)-зависимости на частоте 200 кГц для МДП-структуры на основе HgCdTe c варизонным слоем, а также без варизонного слоя

Полевые зависимости фотоэдс МДП-структур на основе Н§СёТе с варизонными слоями имеют вид, близкий к классическому, а для структур без варизон-ного слоя типично снижение фотоэдс в режиме сильной инверсии (рис.12). Измеряемая при освещении со стороны подложки фотоэдс состоит в общем случае из двух компонент, связанных с разделением носителей на потенциальных барьерах области приповерхностного пространственного заряда и гетероперехода пленкам - подложка. Из-за малой подвижности дырок в Н§СёТе обе компоненты проявляются обычно только для МДП-структур на основе _р-Н§СёТе (рис. 12). В МДП-структурах на основе электронного Н§СёТе величина фотоэдс зависит в основном от объемных свойств материала, так как генерация электроннодырочных пар происходит в объеме, а затем идет их диффузия в подэлектродную область.

п-тип, с варизонным слоем

-6 -4 -2 0 2 4

Напряжение, В

Рис. 12. и(К)-зависимости на частоте 10 кГц для МДП-структуры на основе HgCdTe c варизонным слоем, а также без него

На рис. 13 приведены частотные зависимости фо-тоэдс МДП-структур на основе Н§СёТе с варизонным слоем, а также без него. Как видно из рис. 13, в случае наличия варизонного слоя спад фотоэдс начинается

на значительно меньших частотах, чем в структурах без варизонного слоя. Полученные результаты свидетельствуют о существенном уменьшении объемного времени жизни при удалении варизонных слоев, что связано с влиянием поверхностной рекомбинации на объемное время жизни в пленке. По данным рис. 13, при наличии варизонного слоя время жизни составляет 4,5 мкс, а после удаления варизонного слоя -0,47 мкс, в то же время по данным измерений импульсной фотопроводимости объемное время жизни в эпитаксиальной пленке до нанесения диэлектрика составляло 5 мкс. Интересным эффектом, обнаруженным при исследовании МДП-структур без варизон-ных слоев, является проявление глубоких уровней на С(У)- и G(^-зависимостях при фоновой засветке немо-дулированным излучением с длиной волны 0,94 мкм (рис. 14). Для структур с варизонными слоями данный эффект отсутствовал.

Частота, кГц

Рис. 13. и(/)-зависимости для МДП-структуры на основе HgCdTe c варизонным слоем, а также без него

Напряжение, В

Рис. 14. С(К)-зависимости на частоте 1 МГц для МДП-структуры на основе HgCdTe без варизонного слоя в темноте и при различных интенсивностях освещения

ЗАКЛЮЧЕНИЕ но, что при использовании приповерхностных вари-

зонных слоев можно предотвратить снижение объемного времени жизни из-за влияния поверхностной рекомбинации, что позволяет повысить обнаружитель-ную способность детекторов на основе НдСёТе. Ха-

тральной характеристикой, в частности на основе

рактеристики данного варианта фотодетектора позво-

1—1 ггI Н I о / I оттттт ттх тип гКл'г/лгплтюшттттт/о лппоттоот Кг»ттаа 1 1 -*• -1- 1

Таким образом, показано, что наиболее перспективными для нового поколения ИК-систем являются детекторы на основе структур с регулируемой спек-

Н§СёТе. Данный тип фотоприемника обладает более высокой рабочей температурой для диапазона длин волн 8 - 12 мкм. Исследованы фотоэлектрические характеристики детектора на основе МДП-структуры из варизонного гетероэпитаксиального Н§СёТе. Показа-

ляют говорить о перспективности применения матриц МДП-гетероэпитаксиальных структур из Н§СёТе в качестве монолитного фотоприемного устройства с обработкой сигнала в фокальной плоскости.

ЛИТЕРАТУРА

1. Войцеховский А.В., Несмелое С.Н., Кульцичкий Н.А. // Материалы 16 Междунар. симп. «Тонкие пленки в электронике». М.: Техномаш, 2004. С. 141 - 147.

2. Voitsekhovskii A. V., Kokhanenko A.P., Nesmelov S.N. // Opto-electronics Review. 2003. V. 11. No. 2. P. 161 - 168.

3. Войцеховский А.В., Коханенко А.П., Несмелое С.Н. // Оптика атмосферы и океана. 2003. Т. 16. № 9. C. 856 - 861.

4. Рогальский А. Инфракрасные детекторы: Пер. с англ. под ред. А.В. Войцеховского. Новосибирск: Наука, 2003. 636 с.

5. Овсюк В.Н., Курышев Г.Л., Сидоров Ю.Г. и др. Матричные фотоприемники инфракрасного диапазона. Новосибирск: Наука, 2001. 376 с.

6. Kinch M.A. // Proc. SPIE. 2001. V. 4288. P. 245 - 265.

7. Kinch M.A. // J. Electron. Mater. 2000. V. 29. №. 6. P. 809 - 817.

8. Rogalskii A. // Journal of Applied Physics. 2003. V. 93. No. 8. P. 4355 - 4391.

9. Войцеховский А.В., Рогальский А. // Материалы Междунар. конф. «Современные проблемы физики и высокие технологии». Томск: Изд-во НТЛ, 2003. С. 193 - 195.

10. Войцеховский А.В., Денисов Ю.А., Коханенко А.П. и др. // ФТП. 1997. Т. 31. Вып. 7. С. 774 - 776.

11. Войцеховский А.В. // Изв. вузов. Физика. 1994. № 2. С. 99 - 104.

12. Lin T.L., Park J.S., George T., et al. // Appl. Phys. Lett. 1993. V. 62. P. 3318 - 3320.

13. Войцеховский А.В, Коханенко А.П., Несмелов С.Н. и др. // Изв. вузов. Физика. 2001. № 8. C. 11 - 20.

14. Войцеховский А.В, Коханенко А.П., Несмелов С.Н. и др. // Изв. вузов. Физика. 2001. № 11. С. 8 - 18.

15. Nesmelov S.N., Voitsekhovskii A. V., Kokhanenko A.P. // Proceeding of SPIE. 2003. V. 5056. P. 127 - 134.

16. Машанов В.И., Чистохин И.Б., Зайцев Б.А. и др. // Микроэлектроника. 1998. Т. 27. № 6. C. 412 - 418.

17. PrestingH. // Thin Solid Films. 1998. V. 321. P. 186 - 195.

18. Park J.S., Lin T.L., Jones E.W., et al. // Proc. SPIE. 1993. V. 2020. P. 12 - 21.

19. Jimenez J.R. // Proc. SPIE. 1994. V. 2225. P. 393 - 403.

20. Xiao X., Sturm J.S., Parihar S.R., et al. // IEEE Electron Devices Letters. 1993. V. 14. No. 4. P. 199 - 201.

21. Войцеховский А.В., Коханенко А.П., Несмелов С.Н. // Изв. вузов. Физика. 2003. № 4. C. 26 - 28.

22. Воробьев Л.Е., Данилов С.Н., Зегря Г.Г. Фотоэлектрические являения в полупроводниках и размерно-квантованных структурах. Новосибирск: Наука, 2001. 248 с.

23. ШикА.Я., БакуеваЛ.Г., Мусихин С.Ф., Рыков С.А. Физика низкоразмерных систем. СПб.: Наука, 2001. 160 с.

24. Войцеховский А.В., Кульчицкий Н.А., Средин В.Г. Оптоэлектронные приборы на квантово-размерных структурах. М.: Изд-во Минобороны, 1999. 176 с.

25. Войцеховский А.В., Давыдов В.Н. Фотоэлектрические МДП-структуры из узкозонных полупроводников. Томск: Радио и связь, 1990. 327 с.