Энергетические спектры и неравновесные состояния в твердых растворах на основе теллурида свинца

На главную | Контакты | Карта сайта

| Система Грант-Экспресс

| Новости РФФИ
| Объявления
| Подписка на новости

| Общие сведения о РФФИ
| Кто есть кто в РФФИ
| Состав совета Фонда
| Адрес и телефон для справок

| Устав РФФИ
| Указы Президента
| Постановления и распоряжения Правительства

| Нормативные документы

| Решения совета Фонда

| Конкурсы РФФИ
| Региональные конкурсы
| Международные конкурсы
| Программы РФФИ
| Финансовое обеспечение проектов

| Вестник РФФИ
| Газета Поиск
| Публикации в СМИ
| Книги, изданные при поддержке РФФИ
| Информационный бюллетень РФФИ
| Издания РФФИ

| Использование результатов
| Контроль использования финансовых средств

| Международная деятельность
| Научные фонды
| Ведомства и академии
| Библиотеки и информационные центры
| Полезные ссылки

| Издательство Wiley
| Издательство «The American Mathematical Society»
| Издательство Elsevier
| Американское физическое общество (APS)
| Издательство IOP Publishing Limited
| Издательство The Royal Society of Chemistry
| Издательство Springer

| Введение
| 2009 год
| 2010 год
| 2011 год

| WIN-1251
| KOI8-R
| English

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ И НЕРАВНОВЕСНЫЕ СОСТОЯНИЯ В ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ НА ОСНОВЕ ТЕЛЛУРИДА СВИНЦА

1. Общий анализ проблематики исследований по заданному направлению

2. Совокупность исследований МСХС, проведенных при поддержке РФФИ Стабилизация положения уровня Ферми

Долговременные релаксационные процессы

Кинетика фотопроводимости

Явления в сильных электрических полях

Оптическое поглощение

Спектры фотопроводимости

Магнитные свойства

Термостимулированные токи

Электротермические неустойчивости

Диодные структуры

Теоретические модели

Прикладные аспекты

Заключительные замечания

3. Проблематика проектов РФФИ

Литература

ПРИКЛАДНЫЕ АСПЕКТЫ

Современные фотоприемные системы, работающие в дальнем инфракрасном диапазоне (20-200 мкм), создаются на основе «классических» полупроводниковых материалов – германия или кремния, легированных мелкими примесями [119]. Наибольшая величина длины волны, соответствующей красной границе фотоэффекта, для квантового приемника излучения в настоящее время составляет lкр ~ 220 мкм [120] и наблюдается в одноосно деформированном Ge(Ga). Основным преимуществом германия и кремния по сравнению с другими полупроводниками является прекрасно разработанная технология синтеза, позволяющая получать чрезвычайно совершенные кристаллы с крайне малым количеством неконтролируемых примесей и дефектов роста. В результате, несмотря на малые значения энергии активации примесных уровней, характерная величина удельного сопротивления фотоприемников при низких температурах (1.5 – 4.2) К, необходимых для обеспечения высокой чувствительности в дальнем инфракрасном диапазоне, очень высока и составляет ~ 1015 Ом*см. «Обратной стороной медали» является низкая радиационная стойкость материала. В очень чистом полупроводнике жесткое излучение может легко создать такое количество дефектов, которое будет превышать остаточную концентрацию примесей и дефектов, что будет приводить к деградации параметров фотоприемной системы на основе данного полупроводника. Помимо этой, возникает еще одна проблема. Если использовать сильно легированный германий или кремний, то, поскольку мелкие примесные состояния имеют достаточно большой боровский радиус, происходит переход изолятор – металл, и появляется проводимость по примесной полосе, которая шунтирует сигнал фотопроводимости. Если же рассматривать слабо легированный материал, для которого примесные центры можно считать изолированными, то коэффициент поглощения излучения в области длин волн, соответствующих переходам примесь – зона, будет мал, поэтому для достижения высокой квантовой эффективности необходимо использовать толстые (до 1 см) образцы. Отмеченные выше недостатки частично преодолеваются при использовании структур с блокированной примесной зоной (Blocked Impurity Band – BIB structures) [121, 122]. В таких структурах для блокирования проводимости по примесной зоне между фоточувствительной сильно легированной областью и электродом наносится слой нелегированного полупроводника.

Уникальные свойства узкозонных полупроводниковых материалов класса А4В6, легированных элементами третьей группы – индием и галлием, предоставляют весьма перспективную альтернативную возможность для создания высокочувствительных фотоприемных систем дальнего ИК-диапазона. Значительный прогресс достигнут в создании широкоформатных фокальных матриц фотодиодов на основе полупроводников класса А4В6, сопряженных с кремниевой считывающей электроникой через тонкие буферные слои из флюоридов [123].

Фундаментальные исследования стимулировали интенсивные прикладные разработки, результаты которых являются весьма многообещающими, поскольку параметры фотоприемников дальнего ИК-диапазона оказались сравнимыми или лучше (а в ряде случаев на много порядков величины), чем параметры лучших мировых аналогов, изготовленных на основе примесного германия и кремния.

Из числа приведенных в таблице соединений наиболее перспективными с точки зрения создания фотоприемников ИК-диапазона можно считать твердые растворы на основе PbSnGeTe(In) и PbTe(Ga). Это связано, прежде всего, с тем, что свойства указанных полупроводниковых материалов наиболее полно исследованы, а технология воспроизводимого получения образцов высокого качества отработана наиболее детально по сравнению со всеми другими соединениями, указанными в таблице. Существуют, однако, и причины фундаментального характера, обусловливающие такой выбор. Прежде всего, в отличие от большинства других примесей, введение индия и галлия не изменяет энергетический спектр исходного сплава, что приводит, во-первых, к большей воспроизводимости параметров фотоприемника, а, во-вторых, к уменьшению флуктуаций потенциального рельефа дна зон, связанного с неоднородным распределением примеси по объему.

Кроме того, именно в ряду твердых растворов PbSnGeTe положение примесного уровня индия изменяется наиболее плавно в зависимости от состава сплава, что позволяет без особых усилий задать необходимые параметры энергетического спектра материала фотоприемника. В других твердых растворах, таких как PbMnTe, расположение стабилизированного уровня Ферми меняется с составом существенно быстрее, поэтому, несмотря на возможность реализации полуизолирующего состояния, однородность электрофизических параметров заметно ниже.

Важным следствием эффекта стабилизации УФ является практически абсолютная воспроизводимость параметров энергетического спектра образцов PbTe(In) и PbTe(Ga) независимо от способа синтеза. Данное свойство определяет высокий процент выхода и относительную дешевизну производства рассматриваемых материалов.

Высокая радиационная стойкость является еще одним важным достоинством фотоприемников на основе Pb1-xSnxTe(In). Это является следствием высокой плотности примесных состояний, стабилизирующих УФ (* 1020 см-3). До тех пор, пока количество дефектов, обусловленных жестким излучением, меньше концентрации примеси в кристалле, УФ остается стабилизированным, а фотоэлектрические свойства образца также не изменяются. Облучение быстрыми электронами с энергией 6 МэВ с дозами до 1017-1018 см-2 не приводит к каким-либо изменениям в величине фотоотклика образца [124]. Указанная доза жесткого излучения, по меньшей мере, на 4 порядка превышает предельно допустимую дозу для других чувствительных инфракрасных фотоприемников на основе Hg1-xCdxTe, примесного Ge и Si.

Следует особо отметить, что при реализации полуизолирующего состояния легированных сплавов на основе теллурида свинца имеет место чрезвычайно необычная в физике полупроводников ситуация, когда сильно легированный узкозонный полупроводник с большим количеством дефектов роста проявляет себя, с точки зрения его электрофизических свойств, как почти идеальный полупроводник с практически нулевой концентрацией свободных носителей заряда при низких температурах и с очень высокой электрической однородностью. Указанное обстоятельство делает очень привлекательной идею использования рассматриваемых материалов в качестве приемников инфракрасного излучения.

Одним из важных параметров, характеризующих работу фотоприемного устройства, является время жизни фотовозбужденных носителей заряда t. Выходной сигнал одиночного фотоприемника, как правило, пропорционален величине t. С другой стороны, значение t не должно превышать величину характерного быстродействия tо, требуемого от фотоприемника, поскольку в противном случае выходной сигнал не будет однозначно соответствовать интенсивности падающего излучения. Для сплавов Pb1-xSnxTe(In) и PbTe(Ga) время жизни t может варьироваться в очень широких пределах (10-3 с < t < 105 с) путем изменения состава сплава, концентрации примеси и температуры. Например, для Pb1-xSnxTe(In) характерное время медленной части релаксационного процесса, которое и определяет величину t, изменяется от > 105 с при 4.2 К < T < 10 К до 10-2 с при Т » 20 К. В PbTe(Ga) t > 105 с при 4.2 К < Т < 45 К, по мере дальнейшего повышения температуры * падает до ~ 10-3 с при Т = 77 К. Таким образом, можно выбрать рабочую температуру фотоприемника в зависимости от требуемого быстродействия. Известны примеры, когда реализован режим ограничения фоном для приемника излучения на основе Pb1-xSnxTe(In), работающего при температуре Т = 25 К [84].

Если температура образца такова, что t > tо, то выходной сигнал более не соответствует интенсивности падающего излучения, он «интегрируется» фотоприемником. Вообще говоря, интегрирование светового потока, падающего на фотоприемник, является одним из основных способов увеличения отношения сигнал-шум. Обычно такое интегрирование реализуется либо посредством формирования потенциальных ям в фотоприемнике с помощью эффекта поля, либо путем интегрирования сигнала во внешних электрических цепях. Обе эти возможности достаточно сложны, особенно в применении к фотоприемным матрицам. Еще одним недостатком указанных способов является относительно невысокий динамический диапазон. Эффект задержанной фотопроводимости предоставляет уникальную возможность «внутреннего» интегрирования падающего светового потока, когда накопление фотовозбужденных свободных носителей заряда происходит не в искусственно созданных структурах, а непосредственно в образце, благодаря физике процесса.

С другой стороны, фотоприемник может работать в режиме внутреннего интегрирования сигнала только в случае, когда имеется возможность восстановления первоначального темнового состояния образца, т.е. возможность быстрого гашения задержанной фотопроводимости. Существует несколько возможностей для такого гашения.

Прежде всего, фотовозбужденные свободные носители заряда могут быть локализованы на основное примесное состояние просто путем нагрева образца до температуры Т > ТС и последующего охлаждения в темноте [56]. Данный процесс, однако, является слишком медленным и энергоемким для применения в реальных фотоприемных устройствах.

Задержанная фотопроводимость может быть также погашена с помощью подачи импульсов электрического поля на контакты образца. В этом случае система возвращается в исходное полуизолирующее состояние вследствие электротермического пробоя [71]. Гашение задержанной фотопроводимости в данной ситуации является полным только в режиме фотопамяти, т.е. тогда, когда источник инфракрасного излучения выключен. Если же гашение задержанной фотопроводимости осуществляется при включенном источнике подсветки, то оно оказывается нестабильным и неполным, т.е. минимальное значение проводимости после окончания импульса гашения оказывается выше первоначального темнового значения, и, кроме того, меняется от импульса к импульсу.

Заметим, что это явление связано с очень интересным аспектом "самоорганизации" в системе, сопровождающейся неустойчивостью. Шнур тока гашения имеет температуру до 25 К. Вместе с тем, тепловой источник с температурой 12 К приводит к увеличению проводимости обраца на порядки величины. Таким образом, возникают неустойчивости, связанные со случайными термическими процессами гашения ФП и засветки областей образца. Можно согласиться, что такие явления уникальны для МСХС.

Еще одна возможность гашения ФП проистекает из использования эффекта образования доменов сильного поля, что было описано выше для сплавов Pb1-xSnxTe(In), в которых УФ стабилизирован в зоне проводимости. Домен сильного поля образуется в приконтактной части образца после подачи достаточно сильного и короткого (* 10-7 с) импульса электрического поля. Концентрация свободных электронов в домене оказывается гораздо меньше равновесной при низких температурах.

Для пленок оказывается возможным искусственно сконцентрировать электрическое поле в части образца, размер которой меньше размера домена. Таким образом, область формирования домена оказывается геометрически ограниченной, и, как результат, сопротивление пленки после окончания импульсов поля воспроизводится полностью. Инфракрасная подсветка сильно ускоряет релаксацию проводимости к равновесному значению. Таким образом, при периодическом приложении импульсов электрического поля к образцу выходной сигнал имеет пилообразную форму, причем амплитуда сигнала пропорциональна потоку падающего на образец излучения. В эксперименте, описанном в работе [125], на образец поступало излучение от теплового источника в течение его нагрева от 4.2 до 20 К и последующего охлаждения. Заметный сигнал фотопроводимости появлялся при температуре теплового источника выше 15 К (рис.23).

Рис.23. Изменение амплитуды пилообразного сигнала проводимости пленки Pb1-xSnxTe(In) под действием инфракрасного излучения теплового источника в течение его нагрева от 4.2 до 25 К и последующего охлаждения [172].

Гашение задержанной фотопроводимости с помощью СВЧ-импульсов является весьма перспективным. При данном способе гашения образец помещается либо в СВЧ-резонатор, либо СВЧ-импульсы подаются непосредственно на контакты образца. Эксперименты, описанные в работах [126, 127], проводились с образцами Pb0.75Sn0.25Te(In), в которых уровень Ферми стабилизирован внутри запрещенной зоны. Частота модуляции импульсов составляла * 250 МГц, мощность P в импульсе – до 0.9 Вт, длительность импульсов – от 10 мкс. Сопротивление образца после окончания каждого СВЧ-импульса не отличалось от первоначального «темнового» значения. По всей вероятности, при СВЧ-гашении распределение электрического поля в образце оказывается гораздо более равномерным, чем при гашении импульсами электрического поля, когда практически все напряжение падает на высокоомном домене, а на оставшуюся часть образца поле почти не воздействует. По этой причине в случае СВЧ-гашения полуизолирующее состояние образуется во всем объеме образца. Кроме того, импульсы электрического поля индуцируют неравновесное состояние образца, которое релаксирует к равновесному «металлическому» состоянию даже в отсутствие внешней ИК-подсветки, в то время как при подаче СВЧ-импульсов, напротив, восстанавливается «темновое» полуизолирующее состояние. Это является еще одним преимуществом СВЧ-гашения задержанной фотопроводимости.

Как было отмечено выше, имеются две части релаксации фотопроводимости – относительно быстрая и медленная. Медленная релаксация фотопроводимости трансформируется в фотопамять при низких температурах Т, но когда величина Т приближается к Тс – температуре появления задержанной фотопроводимости, характерное время медленной релаксации становится достаточно маленьким, так что оказывается возможным проводить измерения спектров фотопроводимости с использованием стандартного спектроскопического оборудования. Общим свойством этих спектров является наличие острого пика при энергии, соответствующей ширине запрещенной зоны. Для возможных применений важно, что величина этой энергии может варьироваться с температурой, а также при изменении состава сплавов. В частности, для сплавов на основе PbTe(Ga) можно изменять длину волны, соответствующей этому пику, от 3 до 5.5 мкм.

Прямые эксперименты, проведенные в работе [128], показали, что в сплавах Pb1-xSnxTe(In) имеется весьма значительный фотоотклик в субщелевой области. В качестве инфракрасного сенсора использовалась пленка Pb0.75Sn0.25Te(In), охлажденная до гелиевой температуры. Фоновое излучение было в значительной мере, но не полностью, экранировано. Источником излучения было абсолютно черное тело, находящееся при температуре 300 К или 77 К. Это излучение проходило через систему охлаждаемых фильтров, вырезающих узкую полосу на длине волны l = 89 мкм или 115 мкм в зависимости от последнего фильтра в серии, находящегося при гелиевой температуре. На обеих длинах волн наблюдался значительный фотоотклик. Важно отметить, что энергия кванта, соответствующего используемым значениям l, существенно меньше термической энергии активации основного примесного состояния. Это означает, что основной вклад в эффект вносят электроны, локализованные не в основном, а в метастабильном примесном состоянии. Заселение этих состояний с помощью СВЧ-импульсов, инжекции электронов с контактов, фоновой инфракрасной подсветки – приводят к «красному» сдвигу lкр по сравнению с невозбужденным «темновым» состоянием. Величина lкр для этого случая пока не определена, однако имеются основания предполагать, что она может быть очень высока, и спектр фоточувствительности рассматриваемых фотоприемников может перекрывать весь субмиллиметровый диапазон.

Эти основания происходят из измерений спектров фотопроводимости PbTe(Ga) в дальней ИК-области. Предполагая, что структура DX-подобных центров в Pb1-xSnxTe(In) и в PbTe(Ga) аналогична, разумно ожидать, что характер спектров фотопроводимости в указанных материалах также подобен, разумеется, с точностью до разницы в характерных энергиях спектра.

Спектры быстрой части фотопроводимости в PbTe(Ga) в дальнем ИК-диапазоне исследовались в работе [129]. Спектр состоит из узкой линии на частоте w = 155 см-1 с повторениями на кратных частотах. В большинстве случаев эта линия разрешается только в узком температурном диапазоне (57 – 63) К с максимумом на 60 К. Амплитуда пика максимальна сразу после охлаждения образца до 60 К. Если зафиксировать температуру, то амплитуда фотоотклика постепенно уменьшается, и он практически исчезает приблизительно через 40 минут. При любом изменении температуры, как минимум, на 10 градусов в ту или в другую сторону основная линия фотопроводимости на частоте 155 см-1 снова появляется. Если же охлаждать образец до 60 К в присутствии дополнительной относительно коротковолновой подсветки в области фундаментального поглощения, то эволюция спектра фотопроводимости в дальней ИК-области выглядит вначале вполне аналогично: линия на частоте 155 см-1 достаточно быстро исчезает, однако затем появляется широкая полоса фотоотклика с высокой амплитудой. Красная граница фотоэффекта для этой полосы расположена при длине волны, превышающей 500 мкм. До тех пор, пока коротковолновая подсветка остается включенной, картина остается стабильной. При выключении коротковолновой подсветки этот фотоотклик в дальней ИК-области исчезает.

Если аналогия между PbTe(Ga) и Pb1-xSnxTe(In) верна, то все характерные особенности, свойственные спектрам фотопроводимости PbTe(Ga), должны присутствовать и в Pb1-xSnxTe(In), но их положение в спектрах должно быть сдвинуто в область больших длин волн, а наблюдение должно производиться при более низких температурах. Значение lкр для этого случая может существенно превышать наивысшую из известных до сих пор для фотонных приемников излучения величину lкр = 220 мкм.

В работе [130] была продемонстрирована лабораторная модель радиометра на основе Pb1-xSnxTe(In), работающая в режиме периодического накопления сигнала и последующего быстрого гашения задержанной фотопроводимости импульсом СВЧ. В качестве источника инфракрасной подсветки использовалось излучение черного тела. Черное тело и образец помещались в вакуумируемую камеру, охлаждаемую жидким гелием. Конструкция обеспечивала полное экранирование образца от фонового излучения. Между черным телом и образцом помещались электромеханический прерыватель потока излучения, калиброванная диафрагма и сеточный фильтр. Вышеперечисленные элементы конструкции имели гелиевую температуру. Температура черного тела могла изменяться от 4.2 до 300 К путем изменения его положения относительно уровня жидкого гелия. Диафрагма ограничивала поле зрения образца полостью черного тела независимо от расположения последнего. Такой способ изменения температуры черного тела имеет одно важное преимущество: все части радиометра, включая черное тело, находятся в термическом равновесии со своим окружением. Если использовать фиксированное положение черного тела, и изменять его температуру, например, с помощью нагревателя, то нельзя гарантировать, что диафрагма и фильтр тоже не нагреются. Такие меры предосторожности чрезвычайно важны, поскольку длина волны красной границы фотоэффекта фотоприемника очень высока, и даже слабый разогрев диафрагмы или фильтра может изменить фотоотклик. Сеточный фильтр, использованный в работе [130], обеспечивал эффективное обрезание спектра излучения черного тела на длинах волн l > 18 мкм. Так как величина lкр фотоприемника значительно выше, то оказывается возможным достаточно точно рассчитать поток эффективных квантов, попадающих на фотоприемник, для любой температуры черного тела.

Считывающая электроника, использованная в работе [130], имела достаточно невысокую чувствительность, например, регистрируемый ток должен был быть не ниже, чем 10-7 А. Несмотря на это, удалось зарегистрировать поток фотонов N = 2*104 с-1, соответствующий NEP = 2*10-16 Вт, при площадке фотоприемника 0.3*0.2 мм2 и частоте измерений 3 Гц. Токовая чувствительность фотоприемника в этом режиме оказалась гигантской SI ~ 109 А/Вт, однако низкая чувствительность измерительной электроники не позволила получить меньшие значения NEP. Фотоприемник хорошо работал и при более высоких частотах измерений вплоть до 10 кГц.

В работе [128] было проведено прямое сравнение характеристик фотоприемника на основе Pb1-xSnxTe(In) с наиболее совершенными образцами (state of the art) одиночных фотоприемников на базе Si(Sb) и Ge(Ga). Фотоприемники монтировались на держатель, прикрепленный к дну гелиевой ванны. Для минимизации фонового излучения к дну ванны прикреплялся экран. Еще один экран имел азотную температуру. На уровне комнатной температуры вакуумный объем отделялся от атмосферы входным окном. В качестве источника излучения использовалось черное тело с температурой 300 К или 77 К. Поток излучения от черного тела на пути к образцу проходил через серию фильтров, включающую входное окно с температурой 300 К, фильтр на азотном экране, фильтр на гелиевом экране и фильтр на вращающейся кассете внутри гелиевого экрана. Апертура на гелиевом экране ограничивала поле зрения образца входным окном.

Исследование пленки Pb0.75Sn0.25Te(In) с серией фильтров, обеспечивающих пропускание на длине волны 14 мкм, привело к перегрузке усилителя (ток через образец больше 0.25 мкА) даже при минимально возможном напряжении на образце 40 мВ. Более того, даже в случае, когда основной поток излучения был перекрыт металлической пластинкой на кассете, ток через образец увеличивался во времени, свидетельствуя о том, что имеется световая «течь» через щель между кассетой и гелиевым экраном, обусловленная многократными отражениями падающего излучения.

Описанная световая «течь» регистрировалась и BIB-структурой на основе Si(Sb). Фототок, связанный с этой «течью», составлял лишь * 10-12 А при наивысшем используемом для этой структуры подаваемом напряжении 2.5 В, в то время как фототок в пленке Pb0.75Sn0.25Te(In), измеренный сразу после охлаждения до гелиевой температуры, был * 10-7 А при том же напряжении. Существующая калибровка BIB-структуры позволила оценить поток фотонов, соответствующий этой «течи» * 104 фотонов/с, что сделало возможным произвести оценку величины квантовой эффективности фотоприемника Pb1-xSnxTe(In) в этом спектральном диапазоне h ~ 1. Более точный результат требует более точных данных о времени накопления сигнала.

Такого же типа измерения были проведены и для двух других серий фильтров, обеспечивающих пропускание на частотах 89 мкм и 115 мкм. В этих случаях световая «течь» также присутствует, но ее интенсивность существенно меньше, чем для серии фильтров на длину волны 14 мкм. Скорость нарастания фотоотклика оказывается также существенно ниже. При напряжении на фотоприемнике 2 В и 4 В перегрузка усилителя наступает через несколько секунд после того, как на образец подается основной световой поток, а при напряжении 40 мВ, которое является рабочим напряжением для BIB-структур на основе примесного германия, работающих в этом же спектральном диапазоне, перегрузка усилителя наступает через несколько десятков секунд. Указанное обстоятельство позволяет произвести более точные оценки квантовой эффективности h » 0.5 % для l = 89 мкм и h » 1 % для l = 115 мкм. Приведенные оценки являются разумными, поскольку рассматриваемый спектральный диапазон соответствует полосе остаточных лучей (Restrahlen band) в сплавах на основе теллурида свинца, и до 99% падающего излучения отражается кристаллической решеткой. Антиотражающие покрытия, а также работа в режиме СВЧ-стимуляции квантовой эффективности должны увеличить квантовую эффективность. Величина токовой чувствительности фотоприемника при напряжении 40 мВ составляет 103 А/Вт при времени накопления 1 с. Токовая чувствительность фотоприемника на основе примесного германия в этом же спектральном диапазоне не превышает 3.5 А/Вт.

Специфика примесных состояний в Pb1-xSnxTe(In) определяет возможность создания специфической «непрерывной» фокальной матрицы дальнего инфракрасного диапазона. Дело в том, что при локальном воздействии инфракрасного излучения фотовозбуждение также является локальным, то есть эффект задержанной ФП наблюдается только в освещенной части образца, а фотовозбужденные электроны не диффундируют в неосвещенные области [131]. Ситуация не изменяется и в режиме фотопамяти, т.е. после выключения источника подсветки. Характерное время распространения фотовозбуждения превышает, по крайней мере, 104 с при Т = 4.2 К. Характерный пространственный размер границы, на котором происходит резкое изменение концентрации свободных электронов, по теоретическим оценкам, составляет около 10 мкм. Экспериментально установлено, что этот размер, по крайней мере, меньше 100 микрон [131]. Наблюдаемый эффект обусловлен тем, что фотовозбужденные свободные электроны, с одной стороны, не могут уйти достаточно далеко от примесных центров, ответственных за генерацию, из-за электростатического притяжения, а, с другой стороны, не могут рекомбинировать вследствие наличия барьера между локадизованными и зонными состояниями.

Таким образом, пространственное распределение дозы инфракрасного излучения (т.е. произведения интенсивности излучения на время экспозиции) однозначно отображается в пространственном распределении концентрации свободных долгоживущих неравновесных носителей заряда. Другими словами, оказывается возможным построить «непрерывную» фокальную матрицу, в которой сигнал интегрируется в каждом эффективном элементе. Геометрический шум в такой матрице, связанный с неоднородностью параметров отдельных элементов, должен быть минимальным в связи с высокой пространственной однородностью сплавов Pb1-xSnxTe(In) со стабилизированным уровнем Ферми.

Считывание информации с такой матрицы является отдельной проблемой. Имеется несколько альтернативных идей, касающихся способов такого считывания. Первый способ – это контактное считывание, при котором на образец наносится два набора взаимно перпендикулярных контактов, изолированных друг от друга в каждом узле получающейся сетки. Сопротивление образца в окрестности каждого узла может быть получено при определенном специальном способе мультиплексирования серий контактов, и таким образом окажется возможным восстановить картину распределения дозы инфракрасного излучения по поверхности образца. Такой способ требует подводки 2n независимых контактов, где n2 – число узлов в сетке. При большой величине n это приводит к определенным проблемам с дополнительным теплоподводом к образцу и к некоторым трудностям при мультиплексировании контактов.

Второй предлагаемый способ использует бесконтактное считывание электронным пучком. Однако при таком способе считывания имеется большое количество нерешенных проблем как технического, так и фундаментального характера. Прежде всего, реализация высоковакуумной системы, работающей при гелиевых температурах, является непростой задачей. Кроме того, образец должен быть экранирован от прямого действия инфракрасного излучения от нагретого катода электронно-лучевой трубки. Наконец, не вполне ясно, каково будет воздействие электронов, попадающих на образец, на эффект задержанной фотопроводимости.

Третья возможность, предлагаемая в работе [130], представляется наиболее перспективной. Рассматривается достаточно узкий образец Pb1-xSnxTe(In), на одну из плоскостей которого нанесен полупрозрачный электрод. Исследуемый поток инфракрасного излучения попадает на образец, допустим, слева. На противоположную плоскость образца наносится тонкий буферный слой BaF2 для согласования периода решетки, и тонкий слой кремния, или другого относительно широкозонного полуизолирующего полупроводникового материала. Затем наносится второй полупрозрачный электрод. Если локально освещать получившуюся структуру коротковолновым лазером с правой стороны, то оказывается возможным создать в пятне лазера высокопроводящую область в широкозонном полупроводнике. Если теперь приложить напряжение между электродами, то ток в такой системе будет определяться проводимостью слоя Pb1-xSnxTe(In) в области пятна лазера, поскольку эффективная толщина полуизолирующего широкозонного полупроводника будет существенно меньше в этой области. Использование этой идеи может, кроме того, существенно понизить темновой ток в такой структуре по сравнению с измерением проводимости слоя Pb1-xSnxTe(In). В смысле уменьшения величины темнового тока данная идея напоминает принцип работы BIB-структур на основе примесного кремния и германия. Если скорость рекомбинации в широкозонном полупроводнике достаточно высока, то картина распределения концентрации свободных носителей заряда в Pb1-xSnxTe(In) может быть реконструирована просто с помощью сканирования лазерного пучка по поверхности образца и измерения соответствующего тока в структуре.

К сожалению, ни одна из вышеописанных идей пока не реализована практически.

Copyright © 1997-2007 РФФИ | Дизайн и программирование: Intra-Center