/
Tags: электротехника физика полупроводники твердое тело физические процессы
Year: 1975
Text
А. Милнc,
Д. Фойхт
ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
И ПЕРЕХОДЫ
МЕТАЛЛ -ПОЛУПРОВОДНИК
HETERO JUNCTIONS
AND
METAL—SEMICONDUCTOR
JUNCTIONS
by
A. 0. Milnes and D. L. Feucht
Carnegie-Melloti University
Pittsburgh, Pennsylvania
ACADEMIC PRESS
New York and London
1972
А. Милне,
Д. Фойхт
ГЕ ТЕР ОПЕР ЕХОДЫ
И ПЕРЕХОДЫ
МЕТАЛЛ—ПОЛУПР ОВОДНИК
Перевод с английского
А. А. Гиппиуса
Под редакцией
проф. В. С. Вавилова
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
Москва 1975
УДК 621.382
Книга американских физиков А. Милнса и Д. Фойхта содер¬
жит обстоятельное изложение основных физических процессов в
полупроводниковых гетеропереходах и переходах металл — полу¬
проводник и анализ характеристик приборов, основанных на таких
переходах. Значительное внимание уделено технологии изготовле¬
ния гетеропереходов. В монографии использован весьма обширный
экспериментальный материал, библиография включает более
1500 названий.
Книга представляет интерес как для исследователей, специа¬
лизирующихся в области физики твердого тела и физики полупро¬
водников, так и для специалистов, занимающихся разработкой и
усовершенствованием различных полупроводниковых приборов:
лазеров, преобразователей солнечной энергии, фотокатодов и т. п.
Редакция литературы по физике
„ 20403, 30407-043 г, . дл
М .п .—гг 43—75 © Перевод на русский язык, «Мир», 1975
041(U1)■“75
Предисловие редактора
русского издания
Гетероструктуры, т. е. многокомпонентные слоистые системы
полупроводников, металлов и диэлектриков, в принципе позво¬
ляют значительно расширить круг функций «активных элемен¬
тов» современной твердотельной электроники и улучшить пара¬
метры приборов, главной действующей частью которых были,
а часто пока и остаются обычные р — n-переходы (гомопе¬
реходы).
Анализ энергетических диаграмм идеализированных гетеро¬
переходов и более сложных систем уже сравнительно давно
позволил предсказать ряд их преимуществ. Однако создание
гетеропереходов со свойствами, близкими к идеальным, оказа¬
лось чрезвычайно трудной задачей. Специалистам хорошо из¬
вестна роль, которую сыграли здесь работы советских физиков,
в первую очередь коллектива сотрудников ленинградского Фи¬
зико-технического института им. А. Ф. Иоффе во главе
с Ж. И. Алферовым. Аналогичные работы интенсивно проводи¬
лись и проводятся также в США, Японии, Франции, ФРГ и
других странах.
В настоящее время очевидно, что работа по дальнейшему
расширению «набора» гетероструктур с практически ценными
свойствами весьма перспективна. Предлагаемая советским чи¬
тателям книга известных американских исследователей А. Милн¬
са и Д. Фойхта обобщает обширный круг полученных за послед¬
ние годы данных о свойствах гетеропереходов и контактов в си¬
стемах, включающих полупроводники, о физических процессах
в таких системах, а также о существующих и ожидаемых прак¬
тических применениях гетеропереходов в современной элек¬
тронике.
Насколько нам известно, книга А. Милнса и Д. Фойхта пред¬
ставляет собой первое подробное изложение всей проблемы
гетероструктур. Авторы использовали как результаты своих соб¬
ственных исследований и методических разработок, так и очень
большое число (более 1500) оригинальных работ, выполненных
за последние 10—15 лет.
Следует отметить трезвый и критический подход авторов
К знализируемым данным и оценкам перспектив усоцершенство-
6
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА РУССКОГО ИЗДАНИЯ
вания технологии и вероятных технических применений гетеро¬
переходов и других гетероструктур в электронике и энергетике.
При переводе книг, отображающих состояние быстро разви¬
вающейся научно-технической области, неизменно возникают
трудности, связанные с отсутствием установившейся терминоло¬
гии, а также с обилием разнородных данных и конкурирующих
технологических приемов. При работе над русским изданием
книги нами были замечены и по возможности исправлены неко¬
торые ошибки, обусловленные, вероятно, сжатыми сроками под¬
готовки оригинального американского издания. Библиография
дополнена ссылками на работы советских авторов.
Мы надеемся, что издание книги А. Милнса и Д. Фойхта
в СССР окажется полезным для широкого круга читателей —
научных сотрудников, инженеров и студентов, работающих или
готовящихся стать специалистами в таких областях, как физика
полупроводников, микроэлектроника, оптоэлектроника и полу¬
проводниковая энергетика.
В. Вавилов
Предисловие авторов
Исследование полупроводниковых гетеропереходов представ¬
ляет собой важный раздел физики полупроводниковых прибо¬
ров, который сформировался в последнее десятилетие на основе
изучения эпитаксиального выращивания полупроводников.
Барьеры на диаграмме энергетических зон, связанные с разли¬
чием в ширине запрещенной зоны двух полупроводников, предо¬
ставляют конструктору полупроводниковых приборов новую сте¬
пень свободы. В лазерах с ограничением на GaAs использо¬
вание барьеров на границе раздела с Al^Ga^As привело
к резкому уменьшению плотностей порогового тока при 300 К.
Интересные результаты были получены на гетеропереходных
транзисторах со структурами GaAs/Ge, ZnSe/Ge, ZnSe/GaAs и
CdS/Si; значительный прогресс имеется в исследовании других
гетеропереходных комбинаций. К электрооптическим эффектам
в гетеропереходах, перспективным для практических примене¬
ний, относятся преобразование инфракрасного излучения в ви¬
димое и «эффект окна» в солнечных элементах и фототранзи¬
сторах.
Один из видов гетеропереходов, рассматриваемых в данной
книге, а именно переход металл — полупроводник с барьером
Шоттки, нашел в последние несколько лет чрезвычайно широкое
применение. Он обладает почти идеальными для многих приме¬
нений вольтамперными характеристиками, очень незначитель¬
ным накоплением неосновных носителей и превосходными высо¬
кочастотными свойствами. Переходы металл — полупроводник
начинают также находить применение в вычислительной тех¬
нике и интегральных схемах.
К другому семейству приборов, где с большим успехом при¬
меняются гетеропереходы, относятся фотокатоды с высоким вы¬
ходом, холодные катоды и электронные умножители с отрица¬
тельной энергией сродства к электрону.
Поэтому гетеропереходы полупроводник — полупроводник и
металл — полупроводник представляют сегодня значительный
практический и научный интерес, и в этой области имеются важ¬
ные нерешенные проблемы. По нашему мнению, многие классы
гетеропереходов найдут новые и ценные приложения. ,
8
ПРЕДИСЛОВИЕ АВТОРОВ
Хотя некоторые аспекты гетеропереходов требуют дальней¬
ших научных и технологических исследований, основные черты
предмета представляются ясными. Именно их мы попытались
осветить в данной книге. В ней рассмотрены главные идеи и
концепции, относящиеся к гетеропереходам полупроводник —
полупроводник и металл — полупроводник, и представлены наи¬
более важные экспериментальные данные, касающиеся этих
двух типов переходов. Кроме того, приведены данные о процес¬
сах эпитаксиального выращивания полупроводников, травите-
лях и технологии получения омических контактов со многими
практически важными полупроводниками.
Для удобства читателей книга снабжена обширной библио¬
графией.
Список
основных обозначений
А, а — площадь
А.кт — активная площадь поверхности солнечного элемента
Лполн — полная площадь поверхности солнечного элемента
А —константа Ричардсона
Ае — площадь эмиттера
а —радиус смесительного диода с барьером Шоттки
В —коэффициент переноса
С — емкость
Сс — емкость коллектора
Се —емкость эмиттера
С{ —емкость коллекторного обедненного слоя, связанного
с площадью эмиттера
Cs —емкость коллекторного обедненного слоя, связанного
с площадью между базой и эмиттером
Cs ^-концентрация акцепторов в базе вблизи границы раз¬
дела
с — средняя скорость носителей
d — толщина области
de —ширина полоски эмиттера
Dn.p —коэффициент диффузии неосновных носителей (электро¬
нов, дырок)
Ж —электрическое поле (гл. 7)
Еь — высота барьера для туннелирования
Ес — энергия края зоны проводимости
ДЕс —энергетический разрыв в зоне проводимости на энергети¬
ческой диаграмме гетероперехода (связанный с разли¬
чием между энергиями сродства к электрону)
Ерп —уровень Ферми в полупроводнике п- или р-типа
Eg< G — ширина запрещенной зоны
Еы — электроотрицательность
Е0 —электрическое поле на границе раздела
Ev — энергия края валентной зоны
ДEv —энергетический разрыв в валентной зоне на энергетиче¬
ской диаграмме гетероперехода
F — поток носителей через барьер
f — сила
10
СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ
/ — частота
/макс —фактор качества, см. формулу (3.1)
gi — контактная проводимость границы раздела
Н '—постоянная электрического поля (2qN aJe2)'12
hFE —коэффициент усиления по току в транзисторе, 1с/1е = Р
h —постоянная Планка
h — h/2n
I — ток
/б —ток базы транзистора (величина при больших сигналах)
1С —ток коллектора
1е —ток эмиттера
Is — ток насыщения перехода, включенного в запорном на¬
правлении
Jb —плотность тока базы транзистора
Jc — плотность тока коллектора транзистора
/<*о —диффузионная компонента обратного тока насыщения
Je —плотность тока эмиттера транзистора
Ji — плотность тока, возникающего под действием освещения
/0 —'Плотность обратного тока утечки перехода
JP —плотность тока фотоэлемента при максимальной выход¬
ной мощности
Jr —плотность тока, связанная с захватом электронов, в
обедненной зоне эмиттера гетеропереходного транзи¬
стора
Jrgо —плотность генерационно-рекомбинационного тока в обед¬
ненном слое
Js —плотность тока, связанная с рекомбинацией на границе
раздела эмиттер — база гетеропереходного транзистора
/г —плотность фототока солнечного элемента при коротком
замыкании
Jth —плотность тока дырок, связанная с переходами из ва¬
лентной зоны на состояния в запрещенной зоне, в ге-
теропереходном транзисторе
/л, ру
/л,р —плотность тока, электронного или дырочного
К —фактор дрейфового поля в базовой области (стр. 84, 85)
Кп.р —скорость захвата дырок и электронов на уровни лову¬
шек и состояния на границе раздела
/Сц2 —доли контактной разности потенциалов
k — постоянная Больцмана
k —мнимая часть показателя преломления
L —длина полоски эмиттера
LB —эффективная длина полоски базы
/-л, р —диффузионная длина электронов или дырок
Zj(2 — толщины обедненных слоев
т' — эффективная масса электрона
СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИИ
11
Na, а —концентрация акцепторов
Nbe —концентрация легирующей примеси в базе вблизи эмит¬
тера
Nbc —концентрация легирующей примеси в базе вблизи кол¬
лектора
Nc —эффективная плопюсть состояний в зоне проводимости
N о, d — концентрация допоров
NIS — плотность состояний на границе раздела
Nr —концентрация центров рекомбинации
Ns — плотность фотонов на поверхности солнечного элемента
Nt —плотность состояний в запрещенной зоне при энергии Et
Nv —эффективная плотность состояний в валентной зоне
п —концентрация свободных электронов в зоне проводи¬
мости
п —действительная часть показателя преломления
пв —концентрация инжектированных электронов в базе на
границе раздела
пь — концентрация электронов в базе
пе — концентрация электронов в эмиттере
Р — вероятность туннелирования
Р —дипольная поляризация, создаваемая механическим на¬
пряжением на границе раздела гетероперехода
р — концентрация дырок
р3 —концентрация дырок в базе на границе раздела
Рь.е —концентрация дырок в базе или эмиттере
Qs —плотность запасенного заряда в эмиттере
QIS — полный заряд, находящийся на состояниях на границе
раздела (в расчете на единицу площади)
q —заряд электрона 1,6-10-19
R —коэффициент отражения на границе раздела (гл. 4)
R —оптический коэффициент отражения (гл. 5)
R0 —дифференциальное сопротивление в модели двойного
диода Шоттки
Rsb —сопротивление диффузионного слоя базы
Psbe —сопротивление диффузионного слоя базы под эмиттером
гь —эффективное сопротивление базы
г'ь —сумма гЬе + ra
rbe —сопротивление базы, связанное с площадью эмиттерной
полоски
гс —последовательное сопротивление объема коллектора
гсоп — сопротивление базового контакта
ге —сопротивление эмиттерного перехода при малых смеще¬
ниях
rs —сопротивление области базы между базовыми и эмиттер-
ными полосками
5 —эффективная скорость рекомбинации на поверхности
12
СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИИ
5„ —эффективная скорость рекомбинации на границе раз¬
дела, ограниченная захватом электронов
Т — абсолютная температура
Тт — коэффициент пропускания фотонов
tr — время пролета
Vа — напряжение, приложенное к переходу
Vоп —контактная разность потенциалов, приходящаяся на об¬
ласть п- или р-типа
Voc —напряжение холостого хода фотоэлемента при освеще¬
нии
VP —напряжение на фотоэлементе при максимальной выход¬
ной мощности
vds —дрейфовая скорость насыщения
vr —эффективная скорость рекомбинации на границе раздела
в барьере Шоттки
vse — дрейфовая скорость насыщения электронов в коллекторе
Wb —толщина базы
Wc —толщина коллектора
WD —толщина обедненного слоя коллектора
WE —толщина полуизолирующей области эмиттера
w —толщина эпитаксиального слоя
X —коэффициент пропускания носителей, проходящих через
барьер
хп,Р —длина обеднения
а —коэффициент усиления транзистора на постоянном токе
а! — коэффициент оптического поглощения
Р —коэффициент усиления по току транзистора в схеме с об¬
щим эмиттером
Рг — температурный коэффициент ширины запрещенной зоны
у —эффективность инжекции эмиттера
Дф —понижение барьера, создаваемое электрическим полем
Ьп,р —энергетическое расстояние между уровнем Ферми и
краем соответствующей зоны
е —диэлектрическая проницаемость полупроводника
е0 —диэлектрическая проницаемость вакуума
т] —множитель в выражении (qV/t\kT)
т] — эффективность солнечного элемента
ц — подвижность носителей
ц — микрон
v —частота падающего света
v —частота колебаний электронов валентной зоны
v —дополнительный фазовый фактор в транзисторе, связан¬
ный с градиентом концентрации легирующей примеси
в базе
р —удельное сопротивление
СПИСОК ОСНОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИИ
13
р — коэффициент отражения
о — поперечное сечение захвата носителя ловушкой
тв — время жизни носителей в базе
хь — время пролета базы транзистора
хс — задержка п коллекторе транзистора
тв| — время пролета обедненного слоя коллектора
хе —время заряда эмиттерного диода
хес —полное время задержки транзистора
тло, ро — время жизни электронов (дырок) как неосновных носи¬
телей в полупроводнике
xsi — задержка, связанная с временем пролета электронов че¬
рез коллекторный обедненный слой
xtr —время пролета
фв — высота барьера
фт —работа выхода металла
фт —дипольный эффект в гетеропереходе
фл —квазиуровень Ферми
фх — работа выхода полупроводника
X —энергия электронного сродства полупроводника
ф —потенциальная энергия электрона
Глава 1
Основные представления
о полупроводниковых
гетеропереходах
1.1. Гетеропереходы
Гетеропереходы представляют собой контакты между двумя
различными веществами, обладающие интересными электриче¬
скими и электрооптическими свойствами. В этой книге рассмат¬
риваются следующие типы переходов: а) переходы между двумя
л-Ое P~Ge
Инжекция „
n-w электронов "
Фиг. 1.1. Энергетическая диаграмма п — р-гомоперехода в Ge.
а—в отсутствие внешнего напряжения; б —при прямом смещении (p-область в Ge,
находящаяся под положительным потенциалом).
различными полупроводниками, например GaAs и Ge; б) пере¬
ходы между металлами и полупроводниками, такие, как барьер
Шоттки, возникающий при нанесении Аи на Si; в) омические
контакты между металлами и полупроводниками.
Мы не будем обсуждать свойства структур металл — диэлек¬
трик— полупроводник (МДП), таких, как МДП-транзистор,
16
ГЛАВА I
хотя и затронем вкратце вопрос о контактах металлов с диэлек¬
триками или с полупроводниками, обладающими очень большой
шириной запрещенной зоны (гл. 6).
При рассмотрении полупроводниковых гетеропереходов мы
будем предполагать, что читатель имеет некоторое представле¬
ние о полупроводниковых р — /г-гомопереходах и, в частности,
n-GaAs
а
Фиг. 1.2. Диаграмма энергетических зон гетероперехода п — р GaAs—Ge.
а—в отсутствие внешнего напряжения; б — при прямом смещении. Заметим, что боль¬
шой барьер в валентной зоне препятствует ннжекции из p-Ge.
ему известна изображенная на фиг. 1.1, а диаграмма энергети¬
ческих зон германиевого п — р-диода в отсутствие внешнего
напряжения. Для сравнения на фиг. 1.2 показана вероятная
диаграмма энергетических зон гетероперехода /г-GaAs — р-Ge.
Следует обратить внимание на существенное различие между
диаграммами гомо- и гетероперехода, представленными на
фиг. 1.1 и 1.2: в валентной зоне гетероперехода имеется очень
p-Ge
ef
■ Е„
АЕ„
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
17
высокий барьер, препятствующий инжекции дырок из р-Ge
в п-GaAs. Поэтому p-Ge может быть сильно легированным
(р+-типа), при этом ноток дырок из области р+ в область гг
должен быть пренебрежимо мал по сравнению с потоком элек¬
тронов из п в р+. Как будет показано ниже, это является важ¬
ным свойством полупроводниковых гетеротранзисторов с эмит¬
терами с широкой запрещенной зоной (широкозонными) и
сильно легированными базами.
Диаграмма энергетических зон гетероперехода несколько
сложнее, чем в случае гомоперехода, за счет разрывов энергии
ДЕс и ДEv. Эти разрывы обусловлены различием в величинах
ширины запрещенной зоны и работы выхода контактирующих
полупроводников. Смысл такой энергетической диаграммы ге¬
тероперехода легче всего понять, если построить в качестве
примера диаграмму для конкретного случая.
1.2. Построение энергетической диаграммы гетероперехода
Рассмотрим энергетическую диаграмму гетероперехода
GaAs — Ge в предположении, что объемные свойства этих полу¬
проводников сохраняются вплоть до границы раздела, где имеет
место резкий переход от одного материала к другому. Ширины
запрещенных зон GaAs и Ge примем равными соответственно
1,45 и 0,7 эВ. Работа выхода <f>s определяется для полупровод¬
ника, как и для металла, величиной энергии, требуемой для
перевода электрона, находящегося на уровне Ферми, через по¬
верхность, ограничивающую объем, на уровень энергии свобод¬
ного пространства (вакуума) за пределами материала. По¬
скольку работа выхода зависит от положения уровня Ферми,
она меняется при легировании. Удобнее пользоваться электрон¬
ным сродством, определяемым как энергия, необходимая для
перевода электрона с края зоны проводимости на «уровень ва¬
куума», поскольку эта величина представляет собой свойство
материала, не зависящее от обычного легирования.
Многие полупроводники, интересные с точки зрения получе¬
ния гетеропереходов, обладают структурой алмаза (две сдви¬
нутые одна относительно другой гранецентрированные кубиче¬
ские решетки). Эта структура характеризуется размером грани
кубической элементарной ячейки а. В структуре алмаза расстоя¬
ние между атомом и его четырьмя ближайшими соседями рав¬
но а У 3. Постоянные решетки у GaAs и Ge почти идентичны
при 300 К (с точностью 0,08%), и коэффициенты линейного рас¬
ширения также очень близки, поэтому указанные материалы
образуют потенциально очень интересные гетеропереходы.
Для конкретизации построения зонной диаграммы предполо¬
жим, что п-GaAs легирован донорами с концентрацией 1016 см-3,
18
ГЛАВА I
a p-Ge легирован акцепторами с концентрацией 3-1016 см-3.
В табл. 1.1 приведены необходимые параметры этих полупро¬
водников.
Для построения энергетических диаграмм гетероперехода
нужно вначале начертить в отдельности энергетические диа-
Ev
&EV
Фиг. 1.3. Построение диаграммы (не в масштабе) энергетических зон гетеро¬
перехода п — р GaAs—Ge.
граммы обоих материалов с совпадающими уровнями вакуума
(фиг. 1.3, а). Как видно из фиг. 1.3, а, энергия электрона на
уровне Efp меньше, чем на уровне ЕРп. Поэтому для вырав¬
нивания уровней Ферми, которое должно произойти после при¬
ведения материалов в контакт, необходимо, чтобы небольшое
число электронов перешло из GaAs в Ge. Такое перемещение
электронов на границе раздела вызывает изгиб вверх уровня Ес
в GaAs. Обозначим величины изгиба зон Vo и Vd • Величи-
tfr Р
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
19
на смещения уровней Ферми, которое должно иметь место, вы¬
ражается соотношением (фиг. 1.3, а)
^Fp ^Fn = (^Ge-!- — 'Vjc) (^GaAs“b^GaAs) = ^^Dp О'О
и составляет в пашем примере 0,52 эВ. Эта разница в энергии
ТАБЛИЦА 1.1
Значения параметров. использованных при построении энергетической
диаграммы гетероперехода п—р GaAs—Ge, изображенной на фиг. 1.3
GaAs
Ge
Ширина запрещенной зоны Eg
1,45 эВ
0,7 эВ
Электронное сродство %
4,07 эВ
4,13 эВ
Концентрация нескомпенсировапных
1016 см—3
—
доноров ND — NА
Концентрация нескомпенсировапных
—
з. 101в см-3
акцепторов МА — ND
Ес Ер 1 6GaAs
0,1 эВ
—
Ер ~ Ev = 6Ge
Постоянная решетки а
5,654 А
0,14 эВ
5,658 А
Относительная диэлектрическая про¬
11,5
16
ницаемость
соответствует суммарному изгибу зон Fo -+-Fo . Предпола¬
гается, что, как и в гомопереходе, вблизи границы имеются пол¬
ностью обедненные области толщиной хп и хр, причем из закона
сохранения заряда следует, что
xjxp= NaINd. (1.2)
Используя уравнение Пуассона, получаем
У Dn= N 0ХЦ2е GaAs
VDp = NAXll2E Ge.
откуда
VdJVdp = jV^Ge/jVoEQaAs. (1.3)
В нашем примере отношение VDnjVDp составляет примерно 4 : 1,
следовательно, К^ = 0,42 эВ и Fop = 0,10 эВ. Продолжая по¬
строение энергетической диаграммы, мы придем к результату,
показанному на фиг. 1.3,6. На основании простых геометри¬
ческих соображений можно получить для энергетического
20
ГЛЛПА I
разрыва &ЕС выражение
ДЕс = 6GaAs + Vоп {Eg (Ge) — ^Ge) + V'Dp,
(1.4)
которое после подстановки из (1.1) можно представить в более
удобной форме:
A£c = XGe-XGaAs. (1-5)
Справедливость последнего выражения подтверждается также
непосредственно фиг. 1,3,6, поскольку расстояние 3— 1 пред-
p-GaAs
п- Ge
&Е„
-Ег
Фиг. 1.4. Диаграмма энергетических зон гетероперехода р — п GaAs — Ge
в—в отсутствие внешнего напряжения; б —при прямом смещении
ставляет собой XGaAs, а расстояние 3 — 2 есть %Ge- Поэтому в на¬
шем примере ДЕс = 4,13 — 4,07 = 0,06 эВ. (Следует подчеркнуть,
что масштаб диаграммы на фиг. 1.3 выдержан не строго).
Для энергетического разрыва A£V в валентной зоне также
из простых геометрических соображений имеем
— (Eg (GaAs) Eg (Ge)) (XGe XGaAa). (1.6)
Из (1.5) и (1.6), следует, что
ДДс ф" ДEv == Eg (GaAs) Eg (Ge)» (1«^)
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
21
Полученные выражения для ДЕС, ДEv и их суммы существенны
при всех рассмотрениях гетеропереходов; в первом приближе¬
нии они справедливы при любом уровне легирования. На
фиг. 1.3 для п — /^-гетероперехода GaAs — Ge величины разры¬
вов составляют ДЕ,. ~ (),()(; эВ и ДEv = 0,69 эВ.
Эти соотношения справедливы также и для р — п-гетеропе¬
рехода GaAs — Ge, энергетическая диаграмма которого показа¬
на на фиг. 1.4. В этом случае разрыв в валентной зоне ДEv соз¬
дает в области перехода заметный «пичок». Если такие «пички»
велики, то они могут ограничить инжекцию дырок, в результате
чего ток будет определяться в основном рекомбинацией на гра¬
нице раздела.
Диаграмма, изображенная на фиг. 1.3, построена в предпо¬
ложении отсутствия заряда на границе раздела между двумя
полупроводниками. Такой заряд будет существовать, если на
границе раздела имеются энергетические состояния, на которых
могут накапливаться электроны или дырки из одного или обоих
полупроводников. Мы увидим в дальнейшем, что такие состоя¬
ния на границе раздела в самом деле играют существенную роль
в гетеропереходах между веществами в том случае, если по¬
стоянные решетки этих материалов различаются больше чем
на 1 % или если имеются большие различия в величинах коэф¬
фициентов расширения, что может привести к заметному разупо-
рядочению вследствие напряжений, возникающих на границе
раздела при охлаждении от температуры выращивания.
1.3. Гетеропереходные полупроводниковые пары
Чтобы исследование гетеропереходов было эффективным, не¬
обходима достаточно развитая технология используемых полу¬
проводников. Элементарные полупроводники Ge и Si, а также
полупроводниковые соединения АщВу могут быть путем леги¬
рования получены в виде кристаллов как п-, так и р-типа. Их
свойства были предметом многочисленных исследований. Полу¬
проводниковые соединения ЛцВуг обычно не удается получить
в виде кристаллов как п-, так и р-типа в связи с эффектами
самокомпенсации. Многие соединения АцВу1 обладают гексаго¬
нальной, а не кубической структурой. Однако ряд соединений
AnByi вследствие большой ширины их запрещенной зоны пред¬
ставляет интерес в связи с возможными оптическими эф¬
фектами.
В табл. 1.2 представлены свойства наиболее важных полу¬
проводников, используемых в исследованиях гетеропереходов.
Такие параметры, как ширина запрещенной зоны, диэлектриче¬
ская проницаемость и постоянная решетки, являются надежно
определенными. Другие свойства, такие, как подвижность,
ТАБЛИЦА 1.2
Свойства некоторых полупроводников, используемых в гетеропереходах
Вещество
Ширина
запре¬
щенной
Т ип
Подвижность
при 300 К,
см2-В —1 *с —1
Относи¬
тельная
диэлек¬
По¬
стоян¬
ная
Коэффи¬
циент
термиче¬
ского
Элек¬
трон¬
ное
Типичные легирующие примеси
межэонных
трическая
прони¬
цаемость
расшире¬
ния при
300 К,
Ю_6 оС —1
срод¬
ство,
эВ
зоны при
300 К» эв
переходов
элек¬
троны
дырки
решет¬
ки, А
р-тип
л-тип
Si
mi
Непрямой
1 350
480
12,0
5,431
2,33
4,01
В, AI, Ga
P, As, Sb
Ge
0,66
Непрямой
3 600
1 800
16,0
5,658
5,75
4,13
В, Al, Ga, In
P, As, Sb
AlAs
2,15
Непрямой
280.
—
10,1
5,661
5,2
—
Zn, Cd
Se, Те
AlSb
1.6
Непрямой
900
400
10,3
6,133
3,7
3,65
Zn, Cd
Se, Те
GaP
2,25
Непрямой
300
150
8,4 (опт.)
5,451
5,3
4,3
Zn, Cd
Se, Те
GaAs
1,43
Прямой
5—8 000
300
11,5
5,654
5,8
4,07
Zn, Cd, Ge, Si
Si, Sn, Ge,
Se, Те
•GaSb
0,68
Прямой
5 000
1 000
14,8
6,095
6,9
4,06
Zn, Cd, Ge
Se, Те
InP
1,27
Прямой
4 500
100
12,1
5,869
45
4,38
Zn, Cd
Se, Те
InAs
0,36
Прямой
30 000
450
12,5
6,058
4,5 (5,3)
4,9
Zn, Cd
Se, Те, Sn
InSb
0,17
Прямой
80 000
450
15,9
6,479
4,9
4,59
Zn, Cd
Se, Те, Sn
ZnS (гекс.)
3,58
Прямой
120
—
8,3
3,814
6,2—6,5
3,9
—
Cl, Br, Al
ZnSe
2,67
Прямой
530
—
9,1
5,667
7,0
4,09
—
Br, Ga, Al
ZnTe
2,26
Прямой
530
130
10,1
6,103
8,2
3,5
Cu, Ag, P
—
CdS (гекс.)
2 42
Прямой
340
—
9,0—10,3
4,137
4,0
4,5
—
Cl, Br, I
Al, Ga, In
CdSe (гекс.)
1,7 ,
Прямой
600
—
9,3—10,6
4,298
4,8
4,95
—
Cl, Вт, I
CdTe
1,44
Прям'ОЙ
700
65
9,6
6,477
—
4,28
Li, Sb, P
I
SiC (гекс.)
2,75—3,1
Непрямой
60—120
10—20
10,2
3,082
5,7
—
Al
N
PbTe
С0,29"!
Непрямой
2 500
1 000
17,5 (опт.)
6,52
—
—
Те, Na, К
Pb, Cl, Br
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
23
зависят от степени совершенства кристалла. Для большинства
полупроводников включенные в таблицу величины электронного
сродства основаны па единственном экспериментальном резуль-(
тате. Хотя принятые меры предосторожности могли включать
использование сверхвысокого вакуума и раскалывание образцов
в таких условиях, многие из приведенных величин определены
с точностью не лучше нескольких десятых электронвольта. По¬
добные неопределенности имеются и в значениях работы выхода
металлов, даже если они были определены недавно в тщательно
контролируемых условиях.
1.3.1. Полупроводниковые пары
с хорошо согласованными решетками
Из табл. 1.2 видно, что постоянные решетки Si и Ge разли¬
чаются примерно на 4%. Поэтому на границе раздела двух
полупроводников могут возникать неспаренные валентные элек¬
троны или «болтающиеся» связи с плотностью 1014 см-2
(табл. 4.1). Вследствие этого могут иметь место: 1) изгиб энер¬
гетических зон на границе раздела и 2) сильная рекомбинация
избыточных неосновных носителей в области границы раз¬
дела [1019].
Если рассогласование решеток составляет несколько процен¬
тов, а следовательно, плотность состояний на границе раздела
порядка 1014 см-2, то свойства гетероперехода могут полностью
определяться состояниями на границе (разд. 2.5); при этом не
следует ожидать транзисторного эффекта. Это подтверждается
измерениями на переходах Si — Ge, где были обнаружены
барьеры, величину которых нельзя объяснить различиями в ве¬
личинах электронного сродства. Температурная зависимость
вольтамперных характеристик переходов Si — Ge указывает на
то, что имеет место скорее туннелирование через состояния на
границе, чем инжекция через барьеры.
Если плотность состояний на границе составляет 1013 см-2
или меньше, то можно думать, что их влияние на переход будет
гораздо менее серьезным. В переходах с рассогласованием ре¬
шеток, составляющим доли процента, можно наблюдать проте¬
кание инжекционного тока. Этот вопрос более подробно обсуж¬
дается в последующих главах.
Здесь мы будем рассматривать в качестве гетеропереходных
пар только такие полупроводники, у которых постоянные ре¬
шетки отличаются меньше чем на 1%. Как видно из табл. 1.3,
количество таких гетеропереходных пар достаточно велико. Что¬
бы не увеличивать размеров таблицы, в нее не включены гетеро¬
переходы на основе тройных соединений, таких, как Al^Ga^As,
GaAssPi-j; или ZnSe^Tei-j;. Гетеропереход между бинарным
24
ГЛАВА 1
сплавом Geo,g/Sio,i и Ge приведен в таблице, поскольку он, воз¬
можно, представляет собой наилучший возможный вариант ис¬
пользования пары Si — Ge.
В том случае, если существуют предпочтительные условия
легирования, определяемые механизмами компенсации или ос-
ТАБЛИЦА 1.3
Полупроводниковые гетеропере ход ные пары с хорошо согласующимися
решетками
Полупровод-
1 Инк
Ширина за¬
прещенной
зоны, эВ
Постоянная
| решетки, А
Тип зонной
структуры
I-
-
1
sSoU
-0- э ■о
СП о s 1
& а. С 2
Предпочти¬
тельный тип
проводимо¬
сти
Т ипичные
легирующие
примеси
Электронное
сродство, эВ
Ge0,9^0,1
0,77
(5,63)
Непрямой
—
п
Р, As, Sb
(4,1)
Ge
0,66
5,658
Непрямой
5,7
Р
Al, Ga, In
4,13
GaAs
1,43
5,654
Прямой
5,8
п
Se, Те
4,07
Ge
0,66
5,658
Непрямой
5,7
р
Al, Ga, In
4,13
ZnSe
2,67
5,667
Прямой
7,0
п
Al, Ga, In
4,09
Ge
0,66
5,658
Непрямой
5,7
р
Al, Ga, In
4,13
ZnSe
2,67
5,667
Прямой
7,0
п
Al, Ga, In
4,09
GaAs
1,43
5,654
Прямой
5,8
р
Zn, Cd
4,07
AlAs
2,15
5,661
Непрямой
5,2
р
Zn
3,5
GaAs
1,43
5,654
Прямой
5,8
п
Se, Те
4,07
GaP
2,25
5,451
Непрямой
5,3
п
Se, Те
4.3
Si
1,11
5,431
Непрямой
2,33
р
Al, Ga, In
4,01
AlSb
1,6
6,136
Непрямой
3,7
п/р
Se, Те/Zn, Cd
3,65
GaSb
0,68
6,095
Прямой
6,9
pjn
Zn, Cd/Se, Те
4,06
GaSb
0,68
6,095
Прямой
6,9
п
Se, Те
4,06
InAs
0,36
6,058
Прямой
4,5 (5,3)
р
Zn, Cd
4,9
ZnTe
2,26
6,103
Прямой
8,2
р
Cu
3,5
GaSb
0,68
6,095
Прямой
6,9
п
Se, Те
4,06
ZnTe
2,26
6,103
Прямой
8,2
р
Cu
3,5
InAs
0,36
6,058
Прямой
4,5 (5,3)
п
Se, Те
4,9
ZnTe
2,26
6,103
Прямой
8,2
р
Cu
3,5
AlSb
1,6
6,136
Непрямой
3,7
п
Se, Те
3,65
CdTe
1,44
6,477
Непрямой
—
pin
Li, Sb, P/I
4,28
PbTe
0,29
6,52
Непрямой
—
п/р
Cl, Br/Na.K
—
CdTe
1,44
6,477
Прямой
—
р
Li, Sb
4,28
InSb
0,17
6,479
Прямой
4,9
п
Se, Те
4,59
ZnTe
2,26
6,103
Прямой
—
р
Cu
3,5
CdSe
(гекс,)
1,7
4,3(1^2)
(6,05)
Прямой
п
Cl, Br, I
4,95
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
25
нованные на соображениях, касающихся величин «пичков», эти
условия указаны в табл. 1.3. Для большинства пар, представ¬
ленных в таблице, разрыв в зоне проводимости ДЕс меньше, чем
разрыв ДEv в валентном зоне. Поэтому желательно, чтобы полу¬
проводник с большем шириной запрещенной зоны имел электро¬
проводность п-типа, так чтобы протеканию инжекционной ком¬
поненты тока не препятствовал большой энергетический «пи-
чок», который может усилить рекомбинацию на границе раздела
(ср. фиг. 1.2 и 1.4).
л-GaP p-SL
Фиг. 1.5. Диаграмма энергетических зон гетероперехода п — р GaP — Si.
В качестве иллюстрации того, к чему может привести разли¬
чие в ширине запрещенной зоны и величине электронного срод¬
ства, ниже представлены диаграммы энергетических зон для
некоторых гетеропереходных пар. Для п — д-гетероперехода
GaP — Si величина ДЕс, обусловленная различием в величине
электронного сродства, равна 0,3 эВ и величина барьера в зоне
проводимости для указанного перехода принимает довольно
удобное значение 0,7 эВ (фиг. 1.5). Столь же благоприятны усло¬
вия и в случае гетеропереходов п — р GaAs—Ge, п—р ZnSe—Ge
и п — р ZnSe — GaAs, рассмотренных в гл. 2 и 3. В качестве
следующего примера на фиг. 1.6 показаны предполагаемые диа¬
граммы для AlSb — GaSb. Из диаграмм видно, что эту пару,
возможно, имеет смысл исследовать. Недостатком таких пар, как
п—•р ZnTe — GaSb, являются высокоомные слои, которые мог^т
образоваться в процессе изготовления в результате проникнове¬
ния Ga в ZnTe.
Возможно получить гетеропереходы между гексагональными
и кубическими модификациями различных веществ. Из-за сход¬
ства гексагональной и кубической модификаций можно ожидать,
что хорошие условия согласования решеток будут иметь место
26
ГЛАВА 1
в случае, если размер грани кубической элементарной ячейки
в Y2 раз больше постоянной гексагональной решетки, а выра¬
щивание производится таким образом, что с-ось перпендику¬
лярна плоскости (111). Это иллюстрируется включенной в
табл. 1.3 парой р — п ZnTe — CdSe, ожидаемая зонная струк¬
тура которой показана на
фиг. 1.7.
Большинство приведенных
энергетических диаграмм ги¬
потетично, поскольку соответ¬
ствующие гетеропары либо пе
были получены, либо деталь¬
но не исследованы. Трудно
быть уверенным в правиль¬
ности построения зонной струк¬
туры в области перехода даже
для некоторых тщательно
изготовленных пар, для кото¬
рых проводились детальные
исследования вольтамперных
характеристик и емкости. Не¬
которые методы получения
гетеропереходов дают резуль¬
таты, определяемые скорее
технологическим процессом,
чем фундаментальными свой¬
ствами самих полупроводни¬
ков.
Для получения хороших
гетеропереходов, по-видимому,
желательно, чтобы были вы¬
полнены следующие условия:
а) Полупроводники долж¬
ны обладать одинаковой кри¬
сталлической структурой и
мало различающимися (предпочтительно не более чем на 0,5%)
постоянными решетки.
б) Полупроводники должны обладать подходящими темпе¬
ратурными коэффициентами расширения, чтобы при охлажде¬
нии от температуры выращивания не возникало сильных терми¬
ческих напряжений. Желательно проводить медленное охлажде¬
ние. В зависимости от толщины наращиваемого слоя может
возникать разрушение или разупорядочение структуры границы
раздела.
в) Аппаратура для выращивания должна быть тщательно
сконструирована с целью минимизации эффектов автолегирова¬
Al Sb л-GaSb
л-AlSb yD-Ga.Sb
Фиг. 1.6. Диаграмма энергетических
зон гетероперехода AlSb—GaSb.
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
27
ния элементов гетероперехода и перекрестной диффузии леги¬
рующих примесей. Разумеется, скорость диффузии представляет
собой быстро возрастающую функцию температуры выращива¬
ния, и это, помимо термических напряжений, служит дополни¬
тельной причиной того, что выращивание гетеропереходов пред¬
почитают производни, при низких температурах, примерно
400—600 °С. С другой стороны, чем меньше температуры выра¬
щивания, тем больше риск, что поверхностная подвижность
осаждаемых атомов окажется слишком малой для получения
хорошей монокристаллпчсской струк¬
туры границы раздела.
В гетеропаре типа GaAs — Ge не¬
избежны эффекты перекрестного ле¬
гирования, поскольку As и Ga яв¬
ляются легирующими примесями для
Ge, a Ge представляет собой легирую¬
щую примесь для GaAs. Для пары
Ge0,9Si0,i — Ge таких проблем не воз¬
никает.
Желательно проводить выращива¬
ние в предельно чистых условиях,
чтобы избежать поверхностного за¬
грязнения границы раздела. Напри¬
мер, во избежание загрязнения ва- Фиг■ I-7- Диаграмма энер-
куумной замазкой следует пользо- гетических зон гетеропере-
■'J J хода р — п ZnTe—Cdc>e.
ваться сухими тефлоновыми уплотне¬
ниями.
Перед каждым процессом выращивания желательно произ¬
вести тщательную проверку системы течеискателем, а лодочки
для выращивания следует изготавливать из неабсорбирующего
материала, чтобы не происходило выделения газа. Необходимо
принять все меры к тому, чтобы поверхность затравки была как
можно более совершенной и чистой и сохранялась таковой на
ранних стадиях роста.
Обычно требуются тщательные исследования для выбора
наиболее эффективной технологии получения омических контак¬
тов на гетеропереходах, поскольку для многих полупроводни¬
ков, используемых при изготовлении гетеропереходов, это пред¬
ставляет специальную проблему. Эти проблемы более подробно
рассмотрены в гл. 9, содержащей обзор работ по выращиванию
гетеропереходов.
Помимо гетеропереходов, перечисленных в табл. 1.3, было
получено много других. К ним относятся: CdS — Si, CdS — SiC,
CdS —Ge, CdS —ZnS, CdS — ZnTe, CdS — Cu2S, CdSe —Ge,
CdTe — Cuz-xTe, CdTe — HgTe, GaAs — GaP, GaAs — GaP*As,_*,
GaAs — Ga}_*In*As, CdSe —ZnSe, QaAs — InP, GaAs — InSb,
0,1
р-ZnTe л-CcLSe
28
ГЛАВА 1
GaP — Ge, AIxGai_*As— GaAs, Ge—PbS, Si — Ge, Si — CdTe,
Si — ZnTe, ZnS — CU2S, ZnO — Cu20.
Ссылки на соответствующие работы можно найти при по¬
мощи предметного указателя и списка литературы в конце
книги.
Иногда интересные результаты получались даже в том слу¬
чае, если один из полупроводников был поликристаллическим.
Примером такой пары является CdS, выращенный на Si; на та¬
кой системе наблюдался транзисторный эффект, причем эмит¬
тером служил поликристаллический CdS (см. разд. 1.5.4). Од¬
нако в большинстве случаев при исследовании гетеропереходных
пар с сильно различающимися постоянными решетки были об¬
наружены эффекты туннелирования и рекомбинации на гра¬
нице раздела, которые не представляют особого практического
интереса.
1.4. Основные параметры приборов с гетеропереходами
1.4.1. Транзисторы с гетеропереходами
В транзисторе с гетеропереходом ширина запрещенной зоны
материала эмиттера обычно больше, чем у материала базы и
коллектора. На фиг. 1.8, а представлена диаграмма энергетиче¬
ских зон транзистора с гомопереходами, а на фиг. 1.8,6 — энер¬
гетическая диаграмма транзистора с широкозонным эмиттером
при небольшом смещении. В транзисторе с гомопереходами
электроны, движущиеся из эмиттера в базу (/„), должны пре¬
одолеть такой же барьер, что и дырки, движущиеся из базы
в эмиттер (jp). Эффективность инжекции транзистора, опреде¬
ляемая как отношение тока инжекции неосновных носителей
к полному току эмиттера, выражается поэтому формулой
Y = !J(in + Ip)- (1-8)
В обычных условиях величина у представляет собой верхний
предел коэффициента усиления по току а, равного Jc/Je для
транзистора в схеме с общей базой. В схеме с общим эмиттером
коэффициент усиления по току дается выражением
Р =/с/ь = а/(1 — а), (1.9)
и, таким образом, верхний предел р есть
Р = /„//„• (1.Ю)
Поэтому для получения высоких коэффициентов усиления по
току весьма желательно, чтобы база транзистора была легиро¬
вана слабее, чем эмиттер. Это приводит к уменьшению числа
дырок, которые могут быть инжектированы в эмиттер, и к ув$.
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
29
личению отношения jn/jp- Относительно слабое легирование
базы создает ряд проблем, к которым относятся эффекты про¬
дольного смещения, связанные с протеканием тока через сопро¬
тивление базы. Эффекты продольного смещения являются од¬
ной из причин неоднородностей тока эмиттера, известных как
Фиг. 1J8. Диаграммы энергетических зон транзисторов с гомо- и гетеро-
переходными эмиттерами.
«оттеснение» тока эмиттера. Для устранения этих неоднородно¬
стей эмиттеру и базе следует придать «согласованную» форму.
Другим эффектом, связанным с высоким сопротивлением базы,
может быть, например, «дотягивание» обедненного прикол-
лекторного слоя через базу до эмиттера при небольших напря¬
жениях между базой и коллектором. Эффекты продольного
смещения могут также вызывать «вторичный пробой» в транзи¬
сторе за счет образования шнуров тока (пинч-эффект). Высо¬
кое сопротивление базы может также влиять на частотные
ГЛАВА I
характеристики транзистора через величину постоянной вре¬
мени гьСс. При разработке транзисторов все эти факторы долж¬
ны быть учтены и оптимизированы.
Замечательное свойство гетеропереходного транзистора за¬
ключается в том, что широкозонный эмиттер создает допол¬
нительный барьер для обратной инжекции из базы в эмиттер
(фиг. 1.8,6). Важность этого обстоятельства впервые отметил
Шокли [1272]. Величина дополнительного барьера, как это видно
из фиг. 1.8, б, равна
AE = qVp-qVn = АЕС+AEV. (1.11)
Поэтому из формулы (1.7) получаем
АЕ = Eg (GaAs) — Eg (Ge) = AEg. (1-12)
Таким образом, высота дополнительного барьера равна раз¬
ности ширин запрещенных зон двух полупроводников.
Величину jn/jp можно теперь определить, применяя соотно¬
шение Больцмана. Концентрация инжектированных электрр-
нов пь в базе вблизи перехода база — эмиттер равна
пь1пе = exp (— qVJkT). (1.13)
Аналогично концентрация инжектированных дырок в эмит¬
тере ре вблизи перехода база — эмиттер выражается формулой
Ре/Рь = ^хр ( qV plkT). (1.14)
Согласно простой диффузионной модели Шокли, ток инжекции
электронов определяется выражением
/„ = qDn dn/dx = qDntib/Wb, (1.15)
где Wb — толщина базовой области, a Dn — коэффициент диф¬
фузии электронов. Ток обратной инжекции дырок в эмиттер
равен
/р = qDp dp/dx = qDppJLp, (1.16)
где Lp — диффузионная длина дырок в эмиттере (предпола¬
гается, что толщина эмиттера в несколько раз превышает диф¬
фузионную длину). Теперь из формул (1.12) — (1.16) можно
получить отношение токов:
inllp = LpDntib/WbDppe = (LpDnnJWbDppb) exp [(qVp — qVn)/kT] =
= (LpDnND/WbDpNA) exp (AE/gkT),
где Nd/Na ■— отношение концентраций легирующих примесей
в эмиттере и базе.
В гомопереходе величина AEg равна нулю, следовательно,
«фактор улучшения», представляющий собой изменение отно¬
шения jn/jp, составляет exp (AEs/kT). Этот фактор обычно
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
31
весьма значителен [7-1 ^|. Например, если A£g = 0,2 эВ, a kT =
= 0,026 эВ (комнатная температура), то exp (&Eg/kT) « 3000.
В гомопереходном транзисторе для получения хорошей эффек¬
тивности инжекции эмиттер легируют по крайней мере в 100 раз
сильнее, чем базу. В гетеропереходном транзисторе это отно¬
шение может быть обратным, причем допустимо легирование
базы до уровня порядка 1019 см-3. Результаты рассмотрены в
гл. 3, посвященной работе гетеропереходного транзистора.
В гомопереходпых транзисторах со слабо легированной ба¬
зой коэффициент усиления по току ос уменьшается с увеличе¬
нием тока инжскцпп. Это частично обусловлено тем, что при
высоком уровне инжекции электронов возрастает концентрация
дырок в базе (ограничение пространственным зарядом) и, сле¬
довательно, возрастает инжекция в противоположном направ¬
лении. В сильно легированных базовых областях гетеропереход-
ных транзисторов такая модуляция проводимости базы была бы
несущественна. Поэтому можно надеяться, что применение
гетеропереходов позволит улучшить а при больших уровнях
инжекции.
1.4.2. Гетеропереходные фотодиоды и фототранзисторы
Если свет падает на гетеропереход со стороны полупровод¬
ника с широкой запрещенной зоной, то фотоны с энергией в ин¬
тервале от Egl до Egl свободно проходят через широкозонный
материал и поглощаются в узкозонном материале в непосред¬
ственной близости от перехода. На фиг. 1.9, а это показано схе¬
матически для перехода ZnSe — Ge, где свет с энергией кванта
0,7—2,6 эВ проходит через ZnSe и создает электронно-дырочные
пары на границе раздела с Ge. Этот эффект известен как эф¬
фект окна в гетеропереходах. Для сравнения на фиг. 1.9,6 схе¬
матически показан кремниевый фотоэлемент с диффузионным
гомопереходом. Фотоны с энергией больше 1,1 эВ поглощаются
в приповерхностном слое толщиной примерно 1 мкм; время
жизни носителей в диффузионном слое обычно мало (<10-8 с).
Поэтому для улучшения эффективности собирания необходимо
уменьшать толщину диффузионного слоя, что создает проблемы
сопротивления растекания, влияющего на собирание индуциро¬
ванных носителей и уменьшающего выходную мощность, кото¬
рую можно получить с фотоэлемента.
В гл. 5 рассмотрено выходное напряжение холостого хода,
которое можно получить на гетеропереходном фотоэлементе.
Величина этого напряжения сравнима с аналогичной величиной
для эквивалентного гомопереходного фотоэлемента из мате¬
риала с малой шириной запрещенной зоны. Потенциальное пре¬
имущество гетеропереходного элемента, основанное на эффекте
32
ГЛАВА 1
окна, заключается в уменьшении потерь, связанных с поверх¬
ностной рекомбинацией, и потерь, связанных с сопротивлением
слоя.
В гетеропереходных фототранзисторах эффект окна также
должен вызывать увеличение эффективности. Если фототранзн-
стор, гомо- или гетеропереходный, используется в схеме с пла¬
вающей базой, то носители, генерируемые в базе, должны
а г,6-ол эв
Передний.
контакт
ZnSe
п
■ от ZS до 50 мт
Ое
Р
Задний.
контакт
Диффузионный —
71 - слой.
■*-/жлг
.. а.
Свет
St
Р
Передний |
Задний
контакт
'Переход
Фиг. 1.9. Гетеро- и гомопереходные фотоэлементы.
а—толстый эпитаксиальный слой ZnSe в гетеропереходном элементе из ZnSe—Ge
создает эффект окна и низкое продольное сопротивление; 6—кремниевый фотоэлемент
с диффузионным гомопереходом.
вызывать увеличение чувствительности транзистора; кратность
увеличения приблизительно равна коэффициенту усиления по
току р транзистора, поскольку предполагается, что переход
эмиттер — база включен в прямом направлении. (Благодаря
этому же эффекту ток утечки транзистора в схеме с плавающей
базой равен IJ( 1—а) по сравнению с величиной /Со в схеме
с общей базой.) В гетеропереходном транзисторе фактор Крё-
мера ехр (ДEg/kT) должен обусловить очень высокую эффектив¬
ность инжекции и коэффициент р может быть в принципе очень
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
33
большим, его величина оргаиичивается, по-видимому, рекомби¬
нацией в базе или на границе раздела в гетеропереходе. По¬
этому в гетеропереходных транзисторах, где благодаря эффекту
окна генерация постелен происходит в области базы, кванто¬
вая эффективность, т. е. число электронов, дающих вклад
в фототок, отнесенное к числу квантов света, падающего на
переход, должна быть нелика.
1.5. Другие устройства на гетеропереходах
В этом и последующих разделах кратко рассмотрены дру¬
гие устройства па основе гетеропереходов. Некоторые из них
уже используются на практике; например, слои Alo.sGao.sAs в ин-
жекционных лазерах на GaAs очень существенно понижают
пороговый ток лазера.
Многие из описанных здесь устройств были осуществлены,
а эффекты обнаружены. Однако некоторые из них еще не до¬
стигли того уровня, на котором они могут конкурировать с аль¬
тернативными решениями. Для ряда устройств лимитирующими
факторами в настоящее время, по-видимому, являются техноло¬
гические проблемы. В отдельных случаях мы включили описа¬
ние интересных гипотетических устройств, которые едва ли
будут реализованы.
Ниже будут рассмотрены разнообразные диодные устрой¬
ства, специальные типы транзисторов, преобразователи инфра¬
красного света в видимый и лазерные устройства с гетеропере¬
ходами. Устройства на основе переходов металл — полупровод¬
ник обсуждаются отдельно в гл. 7.
1.5.1. п — п-гетеропереходные диоды
Область между двумя различными полупроводниками /г-типа
может обладать выпрямляющими свойствами, если в зоне про¬
водимости образуется барьер за счет различия в величине элек¬
тронного сродства. На фиг. 1.10, а показан барьер, который дол¬
жен существовать в гетеропереходе п ■— п Ge — Si в отсутствие
состояний на границе раздела. Если же на границе раздела
имеются состояния, захватывающие электроны, то по обеим сто¬
ронам границы могут существовать обедненные слои, что значи¬
тельно увеличивает высоту энергетического барьера (фиг. 1.10, б).
Изотипные (п — пир — р) гетеропереходы подробно обсуж¬
даются в гл. 4. Величина обратного напряжения ограничивается
процессами туннелирования и составляет в зависимости от леги¬
рования несколько вольт или несколько десятых вольта. Пре¬
имущество таких устройств по сравнению с р — /г-переходами
заключается в том, что в них играют роль только основные
2 Зак. 285
34
ГЛАВА 1
носители. Поэтому на « — «-переходах в принципе можно соз¬
дать высокочастотные диоды, в которых отсутствуют эффекты
накопления неосновных носителей. Это, однако, справедливо
и для диодов Шоттки на основе барьеров металл — полупровод¬
ник, причем технология изготовления последних проще, чем
у « — «-гетеропереходных диодов. Поэтому удачные применения
п — «-гетеропереходных диодов в настоящее время неизвестны.
Нулевой.
уровень
а
if-
Ес .
Ер
Ev ■
4t
_/■
я
sind=3-/0
Че
11 Ge Nn=0 • 10
n
f
Фиг. 1.10. Энергетическая диаграмма гетероперехода п — п Ge—Si в усло¬
виях равновесия.
а—в предположении, что разность величин электронного сродства равна 0,18 эВ; влияние
состояний на границе раздела не учитывается; б—та же структура в предположении»
что состояния на границе раздела —акцепторы [1019].
В фоточувствительных устройствах «— «-переходы благодаря
эффекту окна, возможно, будут обладать некоторыми преиму¬
ществами, которых нет у структур металл — полупроводник, но
это пока не имеет практического значения.
1.5.2. Гетеропереходные туннельные диоды
Свойства сильнолегированных р — «-гетеропереходов, опре¬
деляемые туннельным эффектом, аналогичны свойствами тун¬
нельных гомопереходных диодов. На фиг. 1.11 показаны харак¬
теристики туннельного гетероперехода Ge — GaAs. Форма этих
характеристик представляет собой промежуточный случай
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
35
между характеристиками соответствующих гомопереходных дио¬
дов. Гетеропереходпыс туннельные диоды детально не исследо¬
вались, и не предвиди тся, что они найдут в будущем какие-либо
интересные или полезные применения.
Фиг. 1.11. Характеристики туннельного гетероперехода Ge—GaAs, выра¬
щенного из паровой фазы, при трех температурах.
а—предполагаемая диаграмма энергетических зон; 6 — вольтамперные характери¬
стики [067].
Возможность изготовления туннельных диодов путем выра¬
щивания гетеропереходов при определенных условиях служит
указанием на то, что переходы, получаемые таким способом,
являются очень резкими.
1.5.3. Гетеропереходные диоды, образованные
в результате взаимодействия металла
с полупроводниковой подложкой
Многие полупроводники AnBVI, например CdS, CdSe и ZnSe,
удается получить лишь в виде кристаллов /г-типа, поскольку
возможные акцепторные примеси создают глубокие уровни и
2*
36
ГЛАВА I
имеет место самокомпеисация благодаря влиянию вакансий.
В случае ZnTe можно получить лишь материал р-тина, a CdTe
удается изготовить как п-, так и p-типа. Очевидный способ осу¬
ществления инжекцни и, возможно, использования интересных
оптических свойств полупроводников типа ATIBVI заключается
в создании гетеропереходов между ними и другими полупровод¬
никами, которые можно легировать для получения другого типа
проводимости. На фиг. 1.7 показана диаграмма энергетических
зон гетероперехода р — п ZnTe — CdSe.
Область с переменной^ СсГГе
шириной запрещенной,
зоны (CdSxTe,.x)
Фиг. 1.12. Диаграмма энергетических зон гетеропереходиой модели диода
Au-CdS—CdTe-Te [358].
Менее прямой путь состоит в нанесении металла на полупро¬
водник и в последующей термообработке; в результате взаимо¬
действия металла с подложкой возникает гетеропереход полу¬
проводник— полупроводник. Например, считается, что при на¬
пылении Те на CdS образуется структура CdS/CdTe/Te
(фиг. 1.12) [358].
Гетеропереходы между /г-CdTe и полупроводником р-СигТе,
возникающим при взаимодействии CdTe с медной пленкой, были
использованы для создания солнечных элементов [302]. В работе
Авена и Кузано [102] наблюдалась инжекционная электролюми¬
несценция в гетеропереходах C112S — ZnS и СигЭе — ZnSe.
Эмиссия света возникает в результате инжекции дырок из халь-
когенида меди p-типа в и-ZnS или n-ZnSe.
Свойства селеновых выпрямителей, столь распространенных
до появления кремниевых, очень сильно зависят от материала
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
37
металлического электрода (Zn, Cd) и процесса электрической
формовки, применяемого для улучшения обратной ветви вольт-
амперной характеристики. Аморфный селен представляет собой
полупроводник р-тииа, так что в процессе формовки на границе
с n-CdSe или другими полупроводниками /г-типа, вероятно, обра¬
зуются гетеропереходы. Поскольку на селен перед тем, как
Фиг. 1.13. Предполагаемая структура энергетических зон диодов с пере¬
ходом CdS — изолятор,
а—при нулевом смещении; б — при внешнем напряжении [958].
привести его в соприкосновение с металлическими электро¬
дами, часто наносят неорганические или органические изоли¬
рующие слои, то последние еще более усложняют получаемую
структуру.
Работая над уменьшением емкости и токов утечки при об¬
ратном смещении тонкопленочных диодов из CdS, Мюллер и
Зулеег [958] ввели тонкий слой изолятора (CdTe, SiO* или
AI2O3) между пленкой CdS и металлическим контактом. Если
изолятор достаточно тонок, то через него легко могут пройти
токи нужной величины за счет эмиссии Шоттки. Предложенная
для такого гетероперехода энергетическая диаграмма показана
на фиг. 1.13 для нулевого смещения и смещения в прямом на¬
правлении. Добавление изолирующего слоя привело к суще¬
ственному улучшению характеристик.
38
ГЛАВА 1
1.5.4. Гетеропереходные датчики
механических напряжений
Работа таких устройств основана на пьезоэлектрическом эф¬
фекте, т. е. возникновении в полупроводнике однородной поля¬
ризации под действием механического напряжения. За счет
этого эффекта не зависящая от поля поляризации может претер¬
певать разрыв Р на гетеропереходной границе раздела. Такой
разрыв не может иметь места в гомопереходе, поскольку любая
не зависящая от поля материальная поляризация должна быть
обязательно непрерывной на р — /г-переходе в кристалле-мат¬
рице. Можно ожидать, что упомянутый разрыв поляризации на
гетеропереходе вызовет изменение напряженности поля вблизи
поверхности раздела двух полупроводников, которое в свою оче¬
редь изменит ширину областей пространственного заряда в этих
веществах и распределение напряжений на переходе. Все ука¬
занные эффекты изменяют величину реакции гетероперехода на
внешние электрические напряжения, которая представляет со¬
бой выходной сигнал, создаваемый данным устройством [938].
Для реализации пьезоэлектрического эффекта наибольший
интерес представляют гетеропереходы на основе соединений
AinBv и AnBVI с кристаллической структурой типа цинковой
обманки (кубическая) или вюрцита (гексагональная). Соедине¬
ния со структурой цинковой обманки обладают пьезоэлектриче¬
скими свойствами, а соединения со структурой вюрцита — пиро¬
электрическими и пьезоэлектрическими свойствами.
Второй потенциально интересный тип веществ представляют
сегнегоэлектрические полупроводники. Примером такого'веще¬
ства служит восстановленный ВаТЮа, который, будучи сегнето-
электриком, характеризуется также чрезвычайно большими
пьезоэлектрическими константами в поляризованном состоянии.
Гетеропереход, образованный между Si или Ge и веществом
со структурой цинковой обманки, так что поверхность раздела
перпендикулярна пространственной диагонали кубической эле¬
ментарной ячейки в обоих полупроводниках, представляет собой
пьезоэлектрически активную структуру. В простейшем случае
механическое напряжение, приложенное перпендикулярно по¬
верхности раздела, индуцирует в веществе со структурой цинко¬
вой обманки поляризацию в направлении, параллельном гра¬
нице. Аналогично если поверхность раздела гетероперехода
между Si или Ge и соединением со структурой вюрцита перпен¬
дикулярна пространственной диагонали кубического и с-оси
гексагонального материала, то такая комбинация обладает как
пьезо-, так и пироэлектрической активностью. Например, меха¬
ническое напряжение, перпендикулярное или параллельное гра¬
нице раздела, или же однородное нагревание устройства вызы¬
основные ПРЕДСТАВЛЕНИЯ о ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
39
вают в полупроводнике со структурой вюрцита поляризацию,
перпендикулярную границе раздела. Аналогичные эффекты
можно получить па многих других материалах, включая сегнето-
электрические полупроводники. Последние особенно интересны
не только благодаря их сильно выраженным пьезоэлектрическим
свойствам, но и потому, что явления остаточной поляризации
позволяют использовать гетеропереходы в качестве элементов
памяти.
Поведение такой системы было рассчитано Моором [938],
исследовавшим изменение высоты барьера и С — V-характери¬
стик. В его расчете не учитывалось влияние состояний на гра¬
нице раздела. Моор пришел к заключению, что можно получить
чувствительность на один или два порядка выше той, которой
обладают датчики механических напряжений на объемных
пьезорезисторах. В настоящее время эта концепция является
гипотетической, поскольку такие структуры мало исследовались
экспериментально.
Гетеропереходы с разрывом поляризации могут представлять
интерес для разнообразных технических приложений. В каче¬
стве устройства, дающего электрическое напряжение, они, оче¬
видно, могут быть использованы в приборостроении, где источ¬
ник напряжения с малым внутренним сопротивлением обладает
значительными преимуществами. Электрический сигнал с ге¬
тероперехода, чувствительного к механическим напряжениям,
т. е. экспоненциальное изменение тока в зависимости от прило¬
женной нагрузки, можно использовать в электромеханическом
переключателе. На основе сегнетоэлектрического гетеропере¬
хода можно создать адаптирующееся устройство или элемент
памяти.
Другие возможные приложения могут быть основаны на ис¬
пользовании оптических выходных сигналов или взаимодействия
со световыми пучками. Если свет используется для модуляции
концентрации носителей на одной стороне гетероперехода, то
выходной сигнал, создаваемый разрывом поляризации, будет
зависеть от интенсивности падающего света. В гетеропереход-
ном светодиоде изменение поляризации Р может влиять на ток,
и, следовательно, модулировать величину оптического выход¬
ного сигнала. Эти два типа операций особенно хорошо совме¬
стимы с эффектом пьезоэлектрической поляризации, индуциро¬
ванной механическим напряжением; на этой основе можно соз¬
дать запрашивающее устройство.
Кроме этих одноэлементных устройств, перспективным
является использование цепочки гетеропереходов с разрывом
поляризации. Прежде всего использование элементов, чувстви¬
тельных к механическому напряжению, позволяет осуществить
последовательное возбуждение цепочки импульсом механических
40
ГЛАВА I
напряжений, распространяющихся в подложке. Возможность
чрезвычайно стабильной синхронизации при помощи таких
импульсов хорошо известна и является достоинством такого
устройства. В качестве выходного сигнала можно применять
воздействие на устройство вторым агентом (например, светом)
и использовать результирующий электрический сигнал для вос¬
становления исходной информации. Этот же принцип может
быть использован для осуществления функции памяти в цепочке
сегнетоэлектрических элементов или для получения оптического
выходного устройства, представляющего собой цепочку после¬
довательно возбуждаемых светодиодов.
1.5.5. Специальные типы гетеропереходных
транзисторов
Гетеропереходные транзисторы детально рассматриваются
в гл. 3. В добавление к этому в данном разделе мы кратко кос¬
немся нескольких специальных типов, к которым относятся:
Эмиттер
\ Еггягг
Коллектор
Фиг. 1.14. Энергетическая диаграмма (при пулевом смещении) р — п — р-
трапяистора с базой из полупроводника с переменной шириной запрещен¬
ной зоны.
транзистор с базой из полупроводника с переменной шириной
запрещенной зоны; транзистор с эмиттером, ограниченным про¬
странственным зарядом; транзистор с переносом фотонов через
базу и транзистор Оже.
1.5.5.1. Транзистор с базой из полупроводника с переменной
шириной запрещенной зоны. Для увеличения высокочастотной
границы транзистора используется дрейфовое поле, обычно соз¬
даваемое в базе путем диффузии примесей, так что вблизи эмит¬
тера легирование сильнее, чем у коллектора. При высоких уров¬
нях инжекции влияние этого «встроенного» поля уменьшается
за счет объемного заряда, создаваемого неосновными носите¬
лями. В гетеропереходных транзисторах обычно можно полу¬
чить более сильное «встроенное» поле, чем в гомопереходном
транзисторе, поскольку уровень легирования базы может быть
повышен.
основные ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
41
Крёмер предложил совершенно иной подход, основанный па
использовании базы с переменной шириной запрещенной зоны
(фиг. 1.14). В этом случае поле, ускоряющее дырки, остается
эффективным при высоких уровнях инжекции. Такая структура
была исследована теоретически Мартином и Стреттоном [869].
Такой транзистор, однако, весьма трудно изготовить, если база
должна быть узкой.
1.5.5.2. Транзисторы с эмиттером, ограниченным простран¬
ственным зарядом. В полупроводнике с одним инжектирующим
I F G С N
Фиг. 1.15. Гетеропереходпый транзистор с эмиттером, ограниченным про¬
странственным зарядом.
а—схематическое изображение структуры экспериментального триода. С —монокри¬
сталл кремния /г-типа, I Ом • см; N — стоковый контакт, покрытый никелем; G —затвор¬
ный слой p-типа, полученный диффузией с поверхности, 0,02 Ом • см; F— кристалло¬
графически ориентированная пленка сульфида кадмия /г-типа, полученная испарением
в вакууме, 10< Ом • см; I — индий, нанесенный вакуумным испарением;
б —зонная структура триода с напряжениями рабочей полярности.
/ — пространственный заряд электронов, инжектированных с индиевого контакта;
2 — область электронного тока, ограниченного пространственным зарядом; 3 — слой,
обогащенный электронами за счет разрыва в зоне проводимости; 4 — область затвора
с большой концентрацией подвижных дырок и сильным «встроенным* электрическим
полем; 5—обедненный слой, созданный напряжением, приложенным между затвором и
стоком; б—стоковый контакт, образованный кремниевой подложкой [ 179J.
контактом можно получить ограниченный пространственным за-
рядом ток инжекции одного типа носителей. На этом эффекте
основан диэлектрический триод с ограничением пространствен¬
ным зарядом, предложенный Райтом [1514]. На фиг. 1.15 пока¬
зан один из вариантов такого устройства, исследованный Рай¬
том совместно с Бройдо и Райли [178, 179]. Поликристалличе-
ский эмиттер из CdS с удельным сопротивлением примерно
104 Ом-см напылен на базовую или затворную область р-типа,
полученную диффузией на подложке из rc-Si, которая представ¬
ляет собой коллектор. На фиг. 1.15,6 показана предполагаемая
энергетическая диаграмма триода со смещением в рабочем на¬
правлении.
Электронный ток в слое сульфида кадмия определяется раз¬
ностью потенциалов, существующей в этом слое между элек¬
тродами истока и затвора. Ток проходит через небольшой барьер
42
ГЛАВА I
па границе раздела (предполагается, что его величина не¬
сколько меньше 0,4 эВ) и затем через базовый слой в кремнии
под действием сильного «встроенного» поля, связанного с неод¬
нородностью концентрации акцепторов в этом слое. В области
между базой (затвором) и коллектором (стоком) ток протекает
благодаря сильному полю, существующему в обедненном слое,
разделяющем эти два электрода. Подвижные дырки в затворном
слое удерживаются в его пределах за счет большого разрыва
в валентной зоне на границе раздела гетероперехода, а также
электрическим полем в обедненном слое между затвором и сто¬
ком. Предполагается, что устройство будет хорошо работать на
высоких частотах, поскольку всюду между истоком и стоком ток
течет под действием дрейфового поля, а включенное последова¬
тельно входное сопротивление затвора мало.
В структурах, изготовленных и исследованных Бройдо, был
получен большой (~10) коэффициент усиления по току; это
означает, что пропускание границы раздела достигает 90%.
Вследствие малой подвижности электронов в пленке CdS (при¬
мерно 1 см2-В-1 -с-1) крутизна характеристики эксперименталь¬
ного устройства была ограничена величиной порядка 1 мА-В-1.
Напряжение эмиттер — база (или исток — затвор) было довольно
большим по сравнению с напряжением на обычном транзисторе,
поскольку у высокоомного эмиттера наблюдалась зависимость
I ~ V2, которую следовало ожидать в случае тока инжекции но¬
сителей одного типа, ограниченной пространственным зарядом.
Аналогичные результаты были получены на CdS — Si-тран¬
зисторах, изготовленных Пейджем и Зулеегом [1554].
Следует особо отметить высокую прозрачность (90%) гра¬
ницы раздела между CdS и Si, постоянные решетки которых
сильно различаются. Причины этого, по-видимому, следующие:
а) Слой Si02 (толщиной 20—50 А) на границе раздела
между CdS и Si. Райли [1148] обнаружил, что такой слой яв¬
ляется важной составной частью структуры и уменьшает реком¬
бинацию на границе раздела.
б) CdS дает, по-видимому, меньшую концентрацию состоя¬
ний на границе раздела, чем другие полупроводники. В гл. 6
этот вопрос обсуждается в связи с исследованием барьера меж¬
ду CdS и металлом. Положительную роль играет, возможно, и
то, что дефекты структуры, связанные с напряжениями, возни¬
кающими в процессе выращивания, сосредоточены в основном
в CdS, где они меньше влияют на рекомбинацию.
в) Соотношение между прозрачностью границы раздела и
скоростью рекомбинации, возможно, улучшается благодаря су¬
ществующему в области эмиттера и базы сильному полю, под
действием которого носители быстро проходят через области,
содержащие центры рекомбинации.
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
43
В работе Бройдо и др. высокочастотные свойства такого
устройства не исследовались, однако эти авторы отмечают, что
при достаточно высоких рабочих частотах рекомбинация на
центрах, находящихся па границе раздела, не будет успевать
следовать за изменениями входного сигнала, так что малый
коэффициент усиления тока может возрасти. Поэтому теорети¬
чески свойства триода могут улучшаться по мере увеличения
рабочей частоты.
Эмиттер
Фиг. 1.16. Схематическое изображение транзистора с переносом фотонов.
Перепое носителей через базу осуществляется путем эмиссии фотона на эмиттере и
реабсорбцией фотона на коллекторе. Мезаобласть изображена полусферической, на нее
должно быть нанесено покрытие для отражения генерируемого инфракрасного излу.
чеиия в сторону коллекторного перехода [1121].
Эмиттеры гетеропереходных транзисторов ZnSe — Ge, об¬
суждаемых в гл. 3, также работают частично в режиме тока,
ограниченного пространственным зарядом, поскольку при опре¬
деленных условиях выращивания сопротивление ZnSe оказы¬
вается высоким (104 — 106 Ом-см). В этом случае постоянные
решетки мало различаются, ZnSe является монокристаллом и
коэффициенты усиления по току достигают 50.
1.5.5.3. Транзисторы с переносом фотона через базу. В рабо¬
тах Леска и др. [817], а также Редикера и др. [1121] были пред¬
ложены конструкции транзисторов с переносом фотонов через
базу. На фиг. 1.16 показана такая структура, где эмиттером
служит р — n-переход из GaAs, испускающий инфракрасное из¬
лучение, а коллектором является гетеропереход п-GaAs — р-Ge.
Такой транзистор с оптической связью, по мнению его изобрета¬
телей, обладает рядом преимуществ по сравнению с обычными
транзисторами. Во-первых, можно использовать материал с очень
44
ГЛАВА 1
малым временем жизни; в самом деле, весьма малое излуча-
тельное время жизни даже дает определенные преимущества,
уменьшая диффузионную емкость эмиттера. В результате ряд
полупроводников с малым временем жизни может быть исполь¬
зован для производства транзисторов. Во-вторых, инжекция но¬
сителей может производиться не обязательно из эмиттера
в базу, поскольку не имеет значения, на какой стороне р — «-пе¬
рехода генерируется инфракрасное излучение. Таким образом,
сопротивление базы может быть уменьшено, а сопротивление
эмиттера увеличено. Благодаря геометрии области эмиттера пос¬
ледовательное сопротивление эмиттера будет по-прежнему пре¬
небрежимо мало и сопротивление базы может быть заметно
уменьшено без увеличения емкости эмиттерного переходного
слоя. В-третьих, связь эмиттера с коллектором осуществляется
со скоростью света в данном материале, и все инфракрасное из¬
лучение, падающее на коллектор, создает носители в слое тол¬
щиной порядка 1 мкм вблизи перехода. Как и в случае гетеро-
переходного фотодиода, сопротивления Ge и GaAs на коллек¬
торном переходе можно подобрать таким образом, что, с одной
стороны', носители, создаваемые светом, могут пройти барьер на
гетеропереходе, а с другой стороны, процессы межзонного тун¬
нелирования и лавинного умножения не имеют места.
Чтобы увеличить долю эмиттированного излучения, попа¬
дающую на коллектор, на поверхность транзистора должно быть
нанесено отражающее покрытие, а геометрия его выбрана таким
образом, чтобы излучение отражалось в сторону коллектора.
Поскольку на диодных источниках инфракрасного излучения из
GaAs можно осуществить лазерный эффект с квантовым выхо¬
дом, равным единице, то в транзисторе с заземленной базой
возможно получить коэффициент усиления по току, близкий
к единице, даже без отражающего покрытия на всех поверхно¬
стях. На эмиттере можно осуществить генерацию когерентного
излучения, которое будет целиком направлено на соответствую¬
щим образом размещенный коллектор.
Фойт [411] провел детальное сравнение высокочастотных воз¬
можностей транзистора со световой связью и биполярного тран¬
зистора. Однако результаты, полученные на структурах, изго¬
товленных в попытке осуществить такой транзисторный эффект,
оказались разочаровывающими. Получение при комнатной тем¬
пературе лазерного эффекта, необходимого для достижения же¬
лаемого коэффициента усиления по току и для концентрации
излучения на гетеропереходном коллекторе, представляет зна¬
чительные трудности. Дополнительным осложнением является
сильная зависимость эффективности преобразования фотонов
в электроны на коллекторе от совершенства границы раздела
п — р GaAs — Ge.
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ 45
1.5.5.4. Оже-тратшстор. При выполнении неких гипотетиче¬
ских условий, относящихся к виду энергетической диаграммы
в области гетероперехода эмиттер — бала, инжектированные но¬
сители могут обл;|д;пь энергией, достаточной для создания
в базе двух носителей благодаря эффекту Оже.
Рассмотрим резкий гетеропереход с разрывом ДЕс в зоне
проводимости, превышающим меньшую из двух ширин запре¬
щенной зоны. Пусть широкозонная сторона перехода будет
Инжектированный.
электрон
Фиг. 1.17. Диаграмма (гипотетическая) энергетических зон п — р — п оже-
транзистора [747].
«-типа, а узкозонная—любого типа проводимости. Если такой
гетеропереход включен в прямом направлении, то электроны,
входящие в узкозонный полупроводник, обладают кинетической
энергией, большей, чем ширина запрещенной зоны. Электроны
будут быстро растрачивать эту избыточную энергию, в частно¬
сти, за счет механизма, обычно называемого ударной иониза¬
цией Оже; при этом электронно-дырочная пара возникает в ре¬
зультате перехода дополнительного электрона из валентной
зоны в зону проводимости (фиг. 1.17). В п — «-гетеропереходе
благодаря генерации дырок в валентной зоне это приведет к по¬
явлению обычно отсутствующих эффектов, связанных с неоснов¬
ными носителями. В р — «-гетеропереходе это увеличит инжек-
цию электронов. Последний случай рассмотрен более подробно,
поскольку он, вероятно, может быть использован в транзисто¬
рах. Для иллюстрации на фиг. 1.17 показана энергетическая диа¬
грамма транзистора с широкозонным оже-эмиттером и обычным
коллектором. В таком транзисторе электроны инжектируются
46
Глава i
так же, как и в обычном транзисторе, но, поскольку в базе они
оказываются горячими электронами, некоторые из них будут
создавать дополнительные электроны благодаря процессу
Оже. Как первичные, так и вторичные электроны могут быть
собраны коллектором, так что при благоприятных условиях
возможно получить отношение а тока коллектора к току эмит¬
тера больше единицы.
Транзисторы с а>1, разумеется, не представляют ничего
нового. Они были реализованы за счет лавинного умножения на
коллекторном переходе — явления ограниченной применимо¬
сти — или за счет дополнительного перехода и внутренней об¬
ратной связи, которая ограничивает быстродействие. Эффект
Оже является существенно малоинерционным, и для его исполь¬
зования не требуется никакой модификации структуры база —
коллектор или добавления внешних элементов для осуществле¬
ния обратной связи. Таким образом, можно создать оже-тран-
зисторы для всех частот и мощностей, достижимых в обычных
транзисторах. На самом деле в таких транзисторах базу можно
делать тоньше, поскольку при а > 1 базовое сопротивление дает
положительную, а не отрицательную обратную связь. Крёмер
[747] отмечает, что при достаточно большом внутреннем или
внешнем сопротивлении базы входной импеданс транзистора
будет отрицательным и транзистор может быть использован как
генератор вплоть до микроволновых частот.
Создание оже-транзистора сопряжено с рядом проблем,
включая трудности осуществления на практике желаемой зон¬
ной структуры и достаточной инжекции горячих электронов че¬
рез барьер.
1.6. Оптические свойства гетеропереходов
и преобразование изображения
Помимо ранее рассмотренных гетеропереходных фотодиодов
и фототранзисторов, имеется ряд других устройств, связанных
с оптическими эффектами, в которых можно использовать гете¬
ропереходы. Наиболее важными, возможно, являются идеи,
связанные с преобразованием (с повышением частоты) инфра¬
красного света в видимый.
В одном варианте, исследованном Ван Рювеном и Вильям¬
сом [1441] и называемом антистоксовым преобразователем света,
используется полупроводник с переменной шириной запрещен¬
ной зоны. Этот вариант иллюстрируется энергетической диа¬
граммой на фиг. 1.18. Инфракрасный свет падает на сторону
образца с меньшей шириной запрещенной зоны; создаваемые
им неосновные носители движутся под действием внешнего поля
юкраю с большей шириной запрещенной зоны, где они создают
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
47
фотоны с более высокой энергией. В немногих исследованиях,
проведенных к настоящему времени на кристаллах с перемен¬
ной шириной запрещенной зоны, таких, как Zn^Cdi^S, не была
получена высокая эффективность преобразования.
Крузе с сотр. [7Г»0] описал твердотельный преобразователь
инфракрасного излучения на основе гетероперехода Ge — GaAs,
в котором излучение с Л. = 1,5 мкм преобразуется в излучение
Фиг. 1.18. Преобразователь инфракрасного света в видимый па основе полу¬
проводника с переменной шириной запрещенной зоны.
а — диаграмма энергетических зон преобразователя с постоянной концентрацией основ¬
ных носителей, показывающая преобразование света в результате диффузии неоснов¬
ных дырок из области с малой в область с большой шириной запрещенной зоны;
б—преобразователь с суперлипейной зависимостью ширины запрещенной зоны и при¬
ложенным извне полем для увеличения эффективности преобразования путем аккуму¬
ляции дырок [1441].
с X = 0,9 мкм. Эта структура показана на фиг. 1.19. Дырки,
создаваемые в Ge излучением с X = 1,5 мкм, увлекаются полем
перехода в р-GaAs, который находится под плавающим потен¬
циалом. Это создает смещение перехода р — «-GaAs в прямом
направлении и вызывает инжекцию, сопровождаемую эмиссией
рекомбинационного излучения с энергией, примерно равной ши¬
рине запрещенной зоны GaAs, т. е. с длиной волны 0,9 мкм.
Энергетическая диаграмма такого преобразователя показана на
фиг. 1.20. Согласно расчетам Крузе, эффективность внутреннего
преобразования длины волны равна 2,8-10-5 и ограничена, по
его мнению, главным образом низкой квантовой эффективностью
электролюминесценции р — «-перехода в GaAs при малых плот¬
ностях тока инжекции.
Гетеропереход при
обратном смещении'
Падающее
излучение
1,5 мкм
Омический
контакт
~ O.OZmm
Гетеропереход при
прямом смещении
-0,5 мм
Эмиттируемоз
излучение
0,9 мк г
Омический
контакт
0,005 ММ
n-Ge
p-Ga As
л-GaAs
Фиг. 1.19. Трехслойная гетеропереходная структура (ra-Ge/p-GaAs/ra-GaAs)
для преобразования длины волны излучения из 1,5 мкм, в 0,9 мкм [750].
Гетеропереход
я—Ge—р-GaAs
при обратном
смещении
Гетеропереход
GaAs-p-n
при прямом
смещении
Падающее
излучение
15мкм'
Выходящее
излучение
0,9 мкм
Край зоны
проводимости
Уровень
Ферми
Край
валентной
зоны
<у*-
n-Ge
p-GaА-
Н-- uULAb
Фиг. 1.20. Диаграмма энер:етических зон трехслойного преобразователя
излучения.
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ О ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ
49
Принято считать, как это указывалось в разд. 1.2, что в ге¬
теропереходах п — р Go — GaAs «пичок» в валентной зоне ДEv
составляет примерно 0,7 эВ, а в зоне проводимости — меньше
0,1 эВ. Поэтому возможно, что несколько лучшие результаты
могут быть получены при другом легировании, т. е. на системе
p-Ge/n-GaAs/p-GaAs, а не на структуре, показанной на фиг. 1.19.
Чувствительность такой системы можно увеличить при по¬
мощи дополнительного слоя Ge на входной стороне; этим дости-
Фиг. 1.21. Структура и эквивалентная схема получения импульсов сильного
тока из слабого инфракрасного излучения [1077].
гается увеличение усиления за счет эффекта инжекции на
р — n-переходе в Ge.
Фелан [1077] предложил другой подход к проблеме твердо¬
тельного преобразователя инфракрасного излучения в видимое.
Структура, показанная на фиг. 1.21, представляет собой санд¬
вич, состоящий из емкости, диодного детектора из In Sb и диод¬
ного эмиттера р — п GaAsP.
Излучение падает на детектор через полупрозрачную метал¬
лическую пленку и слой окисла. Во время импульсов, прило¬
женных в прямом направлении, емкость С заряжается и эмит¬
тер Е испускает импульсы видимого света. В промежутке между
импульсами детектор D оказывается включенным в запорном
направлении и скорость разряда конденсатора определяется
интенсивностью инфракрасного излучения, падающего на детек¬
тор. Существенно, что в данном устройстве для получения эф¬
фективного преобразования и достижения настраиваемых конт¬
раста и чувствительности слабый ток, создаваемый инфракрас¬
50
ГЛАВА I
ным детектором, интегрируется и запасается в конденсаторе,
а затем подается на излучатель света в виде коротких импуль¬
сов сильного тока. Преимущество преобразования слабых токов
детектора в импульсы более сильного тока состоит в том, что
диодные излучатели света гораздо эффективнее при больших
плотностях тока.
Осуществимость такого импульсного устройства была проде¬
монстрирована на системе, состоящей из диодного детектора из
InSb и диодного излучателя из GaAs—Р; такая система пре¬
образует инфракрасное излучение с длиной волны до 5,3 мкм
в видимое излучение в интервале 0,6—0,7 мкм. Общая кванто¬
вав эффективность преобразования инфракрасных фотонов в ви¬
димые составляла примерно 10-4 (при мощности инфракрасного
излучения 100 мкВт-см-2) и была ограничена в основном макси¬
мальной эффективностью излучателя в импульсном режиме.
1.7. Гетеропереходы в инжекционных лазерах;
структуры GaAs/AlxGai_xAs
За последние несколько лет было показано, что гетеропере¬
ходы имеют большое значение в связи с созданием полупровод¬
никовых инжекционных лазеров '). Крёмер в 1963 г. высказал
предположение о том, что можно улучшить работу лазеров на
прямозонных полупроводниках, таких, как GaAs, снабдив их
парой гетеропереходных инжекторов. Последние должны пред¬
ставлять собой слои сильно легированных полупроводников
(один п+-, другой р+-типа) с шириной запрещенной зоны, боль¬
шей, чем у слоя излучающего полупроводника. Основная идея
состоит в том, что благодаря гетеропереходным барьерам ин¬
жектированные носители удерживаются в активной области
GaAs, так что инверсная заселенность достигается легче и уси¬
ление лазера больше. Более того, если в качестве гетеропере¬
ходных слоев использовать Al^Ga^As, показатель преломления
которого меньше, чем у GaAs, то получается волноводная си¬
стема ограничения света, уменьшающая потери в лазере.
В течение последних двух лет пороговая плотность тока для
лазеров из GaAs, работающих при комнатной температуре, была
понижена от 25 000 А-см-2 до менее чем 1000 А-см-2, а непре¬
рывный режим работы лазера на GaAs был осуществлен при
комнатной и более высоких температурах. Эти впечатляющие
результаты рассмотрены в гл. 5.
*) Выдающиеся достижения в создании гетеропереходных лазеров при¬
надлежат коллективу сотрудников ФТИ им, Иоффе во главе с Ж. И. Алферо¬
вым [см., например, Ж. И. Алферов и др., ФТП, 2, 1545 (1968)]. — Прим. ред.
Глава 2
Модели полупроводниковых
р—п-гетеропереходоВ
Существуют различные модели, описывающие протекание тока
через полупроводниковые р — « («—• р)-гетеропереходы. Основ¬
ная модель была предложена Андерсоном [65—68]. Согласно
этой модели, ток через гетеропереход течет исключительно бла¬
годаря инжекции через барьеры в зоне проводимости или ва¬
лентной зоне. Эта модель предсказывает свойства идеального
гетероперехода, с которыми мы сравниваем наблюдаемые ха¬
рактеристики гетеропереходов. На практике ток через гетеро¬
переход представляет собой сумму компонент, связанных с ин-
жекцией, туннелированием и рекомбинацией на состояниях на
границе раздела, причем для уменьшения двух последних тре¬
буется весьма тщательно контролировать технологический
процесс.
Модель Андерсона является, однако, фундаментальной и за¬
служивает внимательного рассмотрения ввиду тех сведений,
которые она дает относительно идеального случая. Она служит
также основой более общего рассмотрения, включающего ком¬
поненты тока, связанные с туннелированием и рекомбинацией
на границе раздела.
2.1. Модель Андерсона п — р- и р — «-гетеропереходов
Рассмотрим энергетическую диаграмму двух изолированных
полупроводников (фиг. 2.1, а). Предполагается, что два полу¬
проводника обладают разными ширинами запрещенной зоны Eg,
разными диэлектрическими проницаемостями е, разными рабо¬
тами выхода <}>wf и разным сродством к электрону /. Работа
выхода и электронное сродство определяются как энергии, тре¬
буемые для перевода электрона соответственно с уровня Фер¬
ми Ef и с дна зоны проводимости Ес за пределы полупровод¬
ника (на уровень вакуума). Вершина валентной зоны обозна¬
чена Еь. Индексы 1 п 2 относятся соответственно к узкозонному
и широкозонному полупроводникам.
На фиг. 2.1, а края зон ECl, ECl, EVl и E0l изображены го-
горизонтальными линиями. Это эквивалентно предположению
о том, что всюду выполняется условие нейтральности. Разница
52
ГЛАВА 2
в положении краев зоны проводимости в двух материалах обо¬
значена &Ес, а аналогичная величина для валентной зоны Д£„.
На фиг. 2.1, а уровень Ферми Ef, находится выше Ер,. Такое
Уровень вакуума.
Фиг. 2.1. Диаграммы энергетических зон.
а — для двух изолированных полупроводников в предположении, что всюду в них вы¬
полняется условие нейтральности; б—для п — р-гетеропеоехода в условиях равновесия
(в отсутствие приложенного извне поля).
расположение не может сохраниться, если два полупроводника
приведены в контакт и образуют переход. Чтобы р — п-переход
находился в равновесии, уровни Ферми в двух полупроводниках
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - п-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 53
должны занять одинаковое положение; это достигается путем
перемещения электронов из полупроводника 1 в полупровод¬
ник 2. В результате происходит частичное обеднение электро¬
нами слоя полупроводника 1 вблизи перехода и края зон заги¬
баются вверх. В полупроводнике 2 также происходит соответ¬
ствующее перераспределение заряда и края зон изгибаются вниз,
как это показано па фиг. 2.1,6.
В пределах одного полупроводника электростатическую раз¬
ность потенциалов между любыми двумя точками можно изо¬
бразить на диаграмме, подобной фиг. 2.1,6, вертикальным сме¬
щением краев зон между этими двумя точками, а величину элек¬
тростатического поля — наклоном краев зон. Далее, разность
работ выхода двух материалов представляет собой полную кон¬
тактную разность потенциалов VD. Она равна сумме Vp, + Vd2,
где VDi и Vвг— разности потенциалов, приходящиеся в со¬
стоянии равновесия на полупроводники 1 и 2 соответственно.
Поскольку в отсутствие дипольных слоев потенциал является
непрерывной функцией и поскольку уровень вакуума паралле¬
лен краям зон, электростатическая разность потенциалов ф
между любыми двумя точками изображается вертикальным
смещением уровня вакуума между этими точками. Вследствие
различия диэлектрических проницаемостей двух материалов
электростатическое поле испытывает разрыв на границе раз¬
дела.
Поскольку уровень вакуума повсюду параллелен краям зон
и непрерывен, величины разрывов края зоны проводимости ДЕс
и валентной зоны ДEv инвариантны по отношению к легирова¬
нию, если электронное сродство и ширина запрещенной зоны Eg
не зависят от легирования, т. е. в случае невырожденных полу¬
проводников.
Решая уравнение Пуассона с обычными предположениями
относительно барьера Шоттки, можно определить ширины пере¬
ходных областей по обеим сторонам границы раздела для рез¬
кого перехода, к которому приложено напряжение Va\
(Z0-Z1) =
'2 NAjtl4(VD-Va)
.Я ND,(6^ND[ + 62NA2)
(2.1а)
(Х2-Х0) =
■2 NDEtB2(VD-Va)
Я NA}(eiNDi+i2NAy
и полную ширину W переходной области:
(2.16)
U? = (*2_Z0) + {v0_Zi)==
2gle2 (Vp-Vq) (NA,+ NDl)*
</(elNDl+&2NAl) NDlNA>
(2.2)
54
ГЛАВА 2
Относительные напряжения в двух полупроводниках связаны
между собой соотношением
(VDl - У,)/(VDt - Vi) = NA&INDfiu (2.3)
где V\ и Vi — падения внешнего напряжения в материалах 1
и 2 соответственно. Конечно, V\ + Vi = Va. Тогда Vд,— V\ и
Vd2—Vi представляют собой полные разности потенциалов
(контактная плюс внешняя) соответственно в материалах / и 2.
Видно, что в случае мало различающихся диэлектрических про¬
ницаемостей большая часть разности потенциалов приходится
на слабо легированную область.
f
а 1 . Е"
г
Ч(Уцг vz)
ЛЕ„
Фиг. 2.2. Гетеропереход с приложенным напряжением смещения.
а—прямое смещение (штрих-пунктириые линии): полупроводник / под отрицательным
потенциалом по отношению к полупроводнику 2; б —тот же гетеропереход при обратном
смещении.
Переходная емкость на единицу площади выражается фор¬
мулой, представляющей собой обобщение результата для гомо¬
переходов:
■- ■- - -|/2
(2.4)
4NDlNA,t’\4
[2 (e^+e^J (VD-Va)\ '
В случае зонной структуры, изображенной на фиг. 2.1,6, вы¬
сота барьера для дырок намного меньше, чем для электронов.
Поэтому можно ограничиться рассмотрением только дырочного
тока. В предположении о том, что дырки не испытывают соуда¬
рений в области Х\ — х0, величина барьера для дырок, движу¬
щихся справа налево, составляет при нулевом смещении qV
а для дырок, движущихся в противоположном направлении,
ДEv—qVд.. В состоянии равновесия два противоположно на¬
правленных потока дырок должны быть равны, поскольку ре¬
зультирующий ток равен нулю. Основываясь на таких сообра¬
жениях, можно написать уравнение баланса
Л | ехр [— Д Ev — qVDl)/kT] = Л2ехр (— qV DJkT), (2.5)
где коэффициенты А\ и А2 зависят от уровня легирования и эф¬
фективных масс.
МОДЕЛИ ПОЛУПРОПОДПИКОВЫХ р - « ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 55
Пусть теперь к переходу приложено напряжение Va в пря¬
мом направлении, т. с. полупроводник 2 находится под положи¬
тельным потенциалом. Падения напряжения по обеим сторонам
перехода определяются отношением уровней легирования и мо¬
гут быть записаны в виде
V2 = КчУ а, где Кг= 1/(1 + N d2e2/./V d.Ei), (2.6)
V^KiVa, где Ki=l-K2. (2.7)
Выражение для К2 относится к случаю малых смещений и полу¬
чено в пренебрежении влиянием инжектированных носителей на
поле. Величины энергетических барьеров составляют теперь
Q{Vd2—Vг) и AEv — q(Vol—i), как это показано на
фиг. 2.2, а. Результирующий поток дырок справа налево выра¬
жается поэтому формулой
Поток дырок = А\ ехр[— q(VDl— V2)/kT]—
- А2 exp (- [ ДEv - q (VDl - V^/kT). (2.8)
Упрощая это соотношение с помощью формулы (2.5), получаем
Поток дырок = А\ exp [— qV dJ kT][exp (qV2/kT) —
-exp {-qVJkT)\. (2.9)
Следовательно, соотношение между током и напряжением имеет
аналогичный вид:
/ = A exp [— qVDJkT) [exp (qV2/kT) — exp (—qVJkT)}. (2.10)
Если ток ограничен не рекомбинацией в области простран¬
ственного заряда, а скоростью диффузии дырок в узкозонный
материал, то
A = XaqNM{DPlxP)l\ (2.11)
где коэффициент пропускания X показывает, какая часть носи¬
телей, имеющих энергию, достаточную для преодоления барьера,
на самом деле проходит через него; Dp и тр — соответственно
коэффициент диффузии и время жизни дырок в узкозонном ма¬
териале; а — площадь перехода.
При прямом смещении в уравнении (2.10) доминирует член
exp (qV2/kT). Поскольку V2 = K2Va, то ток должен меняться
в зависимости от напряжения приблизительно по экспонен¬
циальному закону согласно выражению
/ = Лехр[— qVDJkT]exp(qK-iVa/kT) для KzVa^kT. (2.12)
Как будет видно из дальнейшего, тщательное исследование
полупроводниковых гетеропереходных диодов показывает, что
56
ГЛАВА 2
температурная зависимость их вольтамперных характеристик
обычно не согласуется с формулой (2.12). Причина состоит
в том, что эффектами туннелирования и рекотгби-игщни обычно
нельзя пренебречь.
Фиг. 2.3. Диаграммы (гипотетические) энергетических зон р — я-гетеро-
перехода.
а—без прямого смещения; б — прямому смещению (Vi+V^) соответствует пунктирная
линия. Следует отметить, что природа барьера, препятствующего движению электронов
справа налево, существенно изменилась.
-На- ■данной етоднн расамиipuimi следует отметить еще одно
осложнение, связанное с «пичками» на энергетических барьерах.
На фиг. 2.3, а изображена энергетическая диаграмма гипотети¬
ческого гетероперехода при нулевом смещении; на фиг. 2.3, б
показан тот же переход при умеренном прямом смещении (пунк¬
тирная линия). При таком смещении уровень дна зоны прово¬
димости в материале с левой стороны оказывается ниже, чем
«пичок» на границе раздела. Это не имеет места при малцх
смещениях,
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - «-гетеропереходов 57
Такое изменение природы барьера по мере увеличения сме¬
щения может быть учюпо в модели Андерсона; оно приводит
к изменению уравнении, описывающих вольтамперные характе¬
ристики, и вызывает изменение наклона или излом кривой. Сле¬
дует, однако, проявлять осторожность и не стремиться всегда
привлекать этот эффект для интерпретации изменений наклона
наблюдаемых характеристик гетеропереходов, поскольку наклон
может меняться и по другим причинам [346].
Величина фактора пропускания X в модели Андерсона [фор¬
мула (2.11)] неизвестна. Прайс [1104] исследовал эту проблему
на основе квантовомеханического отражения от барьера.
Перлман и Фойхт рассмотрели применимость классической
эмиссионной модели [1068, 1070].
2.2. Исследование гетеропереходов п — р Ge — GaAs О
Справедливость модели энергетических зон, предложенной
Андерсоном, может быть подтверждена исследованиями емкости
(разд. 2.4). Однако применение уравнения (2.10) для объясне¬
ния наблюдаемых характеристик гетеропереходов п — р
Ge — GaAs не дает удовлетворительных результатов. На фиг. 2.4
прямые ветви характеристик сопоставлены с данными теории
[1136]. Видно, что не имеется ни качественного, пи количествен¬
ного согласия между теорией и экспериментом. Сравнение об¬
ратных характеристик с предсказаниями модели Андерсона
также неудовлетворительно.
В случае прямых характеристик, показанных на фиг. 2.4,
очевидно сильное различие между теоретическими и экспери¬
ментальными кривыми. Теория предсказывает, что наклон кри¬
вой должен изменяться приблизительно в 4 раза при изменении
температуры от 296 до 77 К, однако наклон экспериментальных
кривых одинаков при обеих температурах в области напряже¬
ний, меньших 0,7 В, и меняется только в 1,5 раза при больших
напряжениях. Теория предсказывает также изменение тока при¬
мерно на 16 порядков при изменении температуры от 296 до
77 К, тогда как на опыте наблюдается уменьшение только на
6 порядков и при всех напряжениях расчетная величина тока
меньше найденной экспериментально. Отсюда можно заключить,
что, хотя диффузионный или эмиссионный ток, возможно, и те¬
чет через переход, имеется другой доминирующий механизм,
ответственный за большую величину наблюдаемого тока.
Аналогичные различия очевидны и для обратной ветви ха¬
рактеристики (фиг. 2.5). Теория предсказывает экспоненциаль¬
ное изменение тока с последующим насыщением при больших
*) Такое обозначение подразумевает, что переход образован между п-Ge
и д-GaAs,
58
ГЛАВА 2
напряжениях, тогда как эксперимент дает линейную зависи¬
мость, которая затем переходит в степенную зависимость тока
от напряжения. Как и для прямой ветви, изменение величины
тока при уменьшении температуры от 296 до 77 К составляет
Фиг. 2.4. Сравнение прямых ветвей вольтамперных характеристик типичного
гетеродиода п — р Ge—GaAs с теоретическими характеристиками, описы¬
ваемыми формулой (2.10) [1136].
малую долю от предсказанного теорией. Поскольку в действи¬
тельности токи намного больше, чем ожидаемые согласно тео¬
рии, существует, по-видимому, другой доминирующий механизм
переноса тока.
2.2.1. Модели, основанные на туннелировании
(прямая ветвь)
Существенной чертой прямой ветви вольтамперной характе¬
ристики гетеропереходов п — р Ge — GaAs является то, что
наклон экспоненциального участка кривой сравнительно мед¬
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р — «-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 59
ленно меняется с температурой. Далее, температурная зависи¬
мость величины тока гораздо слабее, чем следовало ожидать
в обычных полупроводниковых устройствах, но очень близка
к той, которая была получена Адвани и др. [10] для структур
Температура, Л
Фиг. 2.5. Сравнение зависимости обратного тока (при постоянном смеще¬
нии— 4В) от 1/Т для типичного гетеродиода n — р Ge—GaAs с теоретиче¬
скими характеристиками Андерсона [1136].
металл — окисел — металл. Поскольку свойства структур ме¬
талл— окисел — металл определяются в основном туннельным
эффектом и поскольку единственным полупроводниковым
устройством, которое обладает такой слабой температурной
зависимостью, является туннельный диод, то естественно пред¬
положить, что доминирующий механизм протекания тока в этих
конкретных гетеропереходах включает процесс туннелирования.
Простейшая модель основана на представлении о туннелиро¬
вании носителей через относительно высокий «пикообразный»
барьер в валентной зоне перехода n — р Ge — GaAs. Такая
форма барьера связана с энергетическим разрывом ДEv, величи¬
на которого, определенная из исследований емкости, оказалась
60
ГЛЛВЛ 2
равной 0,56 эВ. Туннельный ток будет переноситься дыр¬
ками в валентных зонах двух материалов (фактически туннели¬
рует электрон, но туннелирование валентного электрона германия
через потенциальный барьер на свободное состояние в валент-
а
Фиг. 2.6. Модели туннелирования, предложенные для гетероперехода п — р
Ge—GaAs.
а—прямое смещение; б—обратное смещение [1136]. А, В, С — возможные пути рекомби¬
нации—туниелироваиия.
ной зоне GaAs математически идентично туннелированию дырки
из GaAs в Ge). Если GaAs легирован однородно, то электриче¬
ское поле в туннельной области будет пропорционально
{VD-V)%
Прямой туннельный ток для такого барьера был вычислен
с помощью ВКБ-приближения [1135, 1136]. Интегралы оказались
сложными, и расчеты были проведены на вычислительной ма¬
шине. Оказалось, что туннельный ток примерно в три раза
больше тока эмиссии, создаваемого носителями, проходящими
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - л-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 61
над барьером. Основная доля туннельного потока переносится
электронами с энергиями вблизи вершины барьера (в пределах
области энергий примерно 0,] эВ) Поскольку любой ток, пред¬
сказываемый этой моделью, должен иметь точно такую же тем¬
пературную зависимость, как и эмиссионный ток, эту модель
туннелирования можно не принимать во внимание.
Рассматривалась также модификация этой модели, в кото¬
рой предполагалось, что барьер обладает постоянной толщиной
(аналогично модели структуры металл — окисел — металл). Од¬
нако, поскольку при измерениях емкости была обнаружена
квадратичная зависимость по меньшей мере вплоть до 0,3 В,
следовало ожидать, что ток будет меняться по закону
exp (qVJkT) для Va < 0,3 В. Ввиду того что такая зависимость
не наблюдалась на опыте, данный подход следует признать не¬
удачным. _
Третья модель, которая может быть рассмотрена, аналогична
предложенной рядом авторов для объяснения избыточного тока
туннельных диодов. Согласно этой модели, иллюстрируемой
фиг. 2.6, а, электроны из зоны проводимости германия либо пере¬
ходят на состояния в запрещенной зоне и затем туннелируют
в зону проводимости GaAs (путь А), либо туннелируют на со¬
стояния в запрещенной зоне и затем переходят в валентную
зону (путь В). Возможен также путь «по лестнице» С, состоя¬
щей из множества ступенек «туннелирование — рекомбинация».
В предположении о том, что процессом, ограничивающим
скорость, является туннелирование и что реализуется путь А,
Райбен и Фойхт [1136] получили следующее выражение для
тока:
Jex = BNtexр[— 4 (2m’ju E'^SqH»], (2.13)
где В — константа, Nt — концентрация ловушек в запрещенной
зоне, т* — эффективная \ucca электрона в запрещенной зоне1),
Еь — энергетический барьер, через который должен туннелиро¬
вать электрон, и 8 — электрическое поле в обедненном слое
перехода со стороны GaAs.
Величина энергетического барьера (фиг. 2.6, а) в невырожден¬
ных материалах определяется выражением
Еь = Eg> + A Ev — 6п — бр — qKiV а,
и
qVD = Egl -f- A Е0 — 6„ — б p.
Поле 8 можно записать в виде Н(VD—Уа)'1г, где # =
= (2qNaJ&z)1*- Отсюда следует, что при напряжениях свыше
*) Такое определение величины эффективной массы, строго говоря, недо¬
пустимо. — Прим. ред.
62
ГЛАВА 2
нескольких kT прямой ток выражается формулой
Jf = BNtexp[- 4(2m*)'l2q'4VD-K2Va)/3hHl (2.14)
Это выражение хорошо согласуется с экспериментальными дан¬
ными, приведенными на фиг. 2.4. Теория предсказывает экспо¬
ненциальную зависимость от напряжения и слабую зависимость
наклона от температуры. Изменение величины тока с температу¬
рой связано в основном с температурной зависимостью VD■ Хотя
анализ, проведенный Райбеном, был основан на предположении
о том, что реализуется путь А, едва ли функциональная зависи¬
мость тока от напряжения и температуры будет иной для пу¬
тей В и С.
2.2.2. Модели, основанные на туннелировании
(обратная ветвь)
Для объяснения обратных токов привлекалось туннелирова¬
ние носителей через энергетический «пичок» в валентной зоне,
однако такое объяснение должно быть отвергнуто, поскольку
оно приводит к характеристикам /—V и /—Т, не согласую¬
щимся с обычно наблюдаемыми.
Зависимость обратного тока гетероперехода п — р Ge — GaAs
от напряжения выражается, по-видимому, степенным законом
(с показателем степени больше 3). Такая зависимость не яв¬
ляется уникальным свойством гетеропереходов. В некоторых ра¬
ботах аналогичные эффекты наблюдались на гомодиодах, изгото¬
вленных различными методами, а авторы данной книги обнару¬
жили такие эффекты в гомодиодах из Ge и GaAs, выращенных
эпитаксиальным методом. Зинеровская модель туннелирования,
использованная Мак-Эйфи и др. [888] для германиевых гомодио¬
дов, дает, по-видимому, функционально правильную характери¬
стику. Согласно этой модели (иллюстрируемой фиг. 2.6,6),
плотность обратного тока гетероперехода дается формулой
Jr = qvNvxpP, (2.15)
где v — частота колебаний электронов в валентной зоне GaAs,
определяемая соотношением v = qa&lh, причем а — постоянная
решетки GaAs, <§ — электрическое поле, Nv — концентрация ва¬
лентных электронов в GaAs, хр — ширина обедненного слоя
в GaAs, а Р — вероятность туннелирования, определяемая фор¬
мулой
Р = ехр[—4_(2m*)'/2 fl'faqA#]. (2.16)
Здесь величина барьера Еь для туннелирования электронов из
валентной зоны GaAs в зону проводимости германия дается
соотношением Eb = Egl -+- Д£„. (Ввиду экспоненциальной зави¬
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р — «-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 63
симости вероятности туннелирования от высоты барьера пред¬
полагается, что большая часть туннельных переходов совер¬
шается электронами с энергиями вблизи дна зоны проводи¬
мости.)
Поскольку в решетке типа алмаза на одну элементарную
ячейку приходится й электронов, величина Nv будет равна 8/а3.
Проводя упомянутые подстановки и предполагая, что электриче¬
ское поле в обедненном слое постоянно, получаем из формулы
(2.15)
Jr = (8q4ha>) (- Va) exp[- 4 (2m*jk (Eg[ + ДД^/З^ЙЯ(VD-Va)4l\.
(2.17)
В двойном логарифмическом масштабе зависимость (2.17)
может выглядеть как степенная функция. В выводе формулы
(2.17) неявно содержится условие, что ток Зинера не будет течь
до тех пор, пока электроны в валентной зоне GaAs не окажутся
на том же уровне, что и свободные состояния в зоне проводимо¬
сти Ge. Таким образом, на основании этой модели не следует
ожидать туннельного тока, пока напряжение не достигнет кри¬
тической величины (8П+ 6р)/<7. Область линейной зависимости
при малых обратных смещениях может быть связана с поверх¬
ностными утечками или со сложным механизмом туннелиро¬
вания.
Интересное свойство рассмотренной модели состоит в том,
что она не только объясняет сильную степенную зависимость
тока от напряжения, но и дает правильную зависимость тока от
температуры благодаря температурной зависимости Egl и ДЕв.
2.3. Механизмы рекомбинации и туннелирования
в гетеропереходах
В начале этой главы была изложена модель Андерсона энер¬
гетических барьеров в гетеропереходе и тока инжекции, теку¬
щего через эти барьеры. Затем были представлены эксперимен¬
тальные результаты для структур n-Ge/p-GaAs, из которых сле¬
довало, что в процессе протекания тока через такие переходы
существенную роль играет туннелирование. Представляется
весьма желательным рассмотреть теперь возможную роль в ге¬
теропереходах туннелирования и других механизмов.
На фиг. 2.7 показаны шесть возможных процессов переноса
тока в п — р-гетеропереходах. Для определенности узкозонный
и широкозонный материалы выбраны соответственно п- и р-типа.
Переходы, в которых узкозонный и широкозонный материалы
суть р- и n-типа соответственно, будут обладать совершенно
аналогичными свойствами (в том смысле, что в такой «дополни¬
тельной» структуре в зоне проводимости имеются «пичок» и
Фиг. 2.7. Шесть возможных механизмов переноса тока в п — р-гетеропере¬
ходах.
а — модель Андерсона; б — модель Редикера; в — модель Долега; г — модель, применимая
к переходам ti — р Ge— iaAs; д — модель, применимая к переходам п — р Ge—Si и р—п
Ge —Si; е — модель, альтернативная по отношению к д. Эта моде и-., однако, несовме¬
стима с изменениями, происходящими в ре(ультате изменения концентрации при¬
меси (346J.
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р — «-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ ",Й
«провал», а ток дырок протекает аналогично току электронов
на фиг. 2.7, и наоборот). На самом деле ток может представлять
собой комбинацию компонент, показанных на фиг. 2.7, но обыч¬
но доминирует только одна из них.
На фиг. 2.7, а через барьеры проходят эмиссионные или диф¬
фузионные токи, которые могут сопровождаться рекомбинацией
в области пространственного заряда. Именно эта модель была
использована Андерсоном и Перлманом, чьи теории уже упо¬
минались. Модель, показанная на фиг. 2.7, б, была рассмотрена
Редикером и др. [1122]. Хотя эта модель включает туннелиро¬
вание, она не согласуется с обычно получаемыми эксперимен¬
тальными результатами [1135, 1136, 346].
Долега [341] использовал рекомбинационную модель, пред¬
ставленную на фиг. 2.6, а, в предположении, что время жизни
носителей стремится к нулю на границе раздела. Он нашел,
что ток в прямой ветви характеристики пропорционален
exp (qV/rikT), где г] меняется от 1 до 2 в зависимости от отно¬
шения концентраций примесей.
В переходе, изображенном на фиг. 2.7, г, всюду доминируют
туннельные токи. Как уже указывалось, это, по-видимому, реа¬
лизуется в гетеропереходах п — р Ge — GaAs из-за обычно
имеющихся в этих переходах больших барьеров. Такая модель
была развита Райбеном.
В случае, изображенном на фиг. 2.7, д, в широкозонном ма¬
териале течет термоэмиссионный или диффузионный ток носи¬
телей, которые рекомбинируют на границе раздела, тогда как
через барьер в узкозонном материале течет туннельный ток. Эти
два тока текут последовательно и связаны параметрами, отно¬
сящимися к границе раздела. Полный ток поэтому может быть
ограниченным любым из этих токов, и переход может обладать
либо тепловыми, либо туннельными характеристиками. По¬
скольку рекомбинационный ток обычно быстрее возрастает с на¬
пряжением, то при увеличении прямого смещения возможен
переход от характеристики, определяемой током рекомбинации,
к характеристике, соответствующей ограничению туннельным
током. Хотя модель переноса тока, представленная на фиг. 2.7, е,
дает в общем такую же характеристику, свойства переходов
п — р Ge — Si и р — п Ge — Si, исследованных Доннелли [342],
описываются, судя по экспериментальным данным, моделью,
изображенной на фиг. 2.7, <5. На фиг. 2.8 и 2.9 показаны прямые
ветви характеристик гетеропереходов п — р Ge —Si и р — п
Ge — Si, выращенных из раствора. Видно, что при нормальных
плотностях тока вольтамперные характеристики диодов описы¬
ваются формулой / = J0 exp (А V), где А почти не зависит от
температуры. Пользуясь моделью фиг. 2.7, д (рекомбинация и
туннелирование через состояния на границе раздела) и принимая
3 Зак. 285
66
Глава 2
эффективную плотность состояний на границе Af/s ~ Ю13 см2,
можно, основываясь на характеристиках переходов п — р
Ge — Si, оценить сечение захвата носителей состояниями на гра¬
нице раздела 10~15— 10-14 см2.
Доннелли пришел к заключению, что в гетеропереходах
Ge — Si эффективная скорость рекомбинации на границе раз¬
дела велика за счет характерной для таких переходов высокой
плотности состояний на границе раздела и что едва ли можно
надеяться наблюдать в таких устройствах токи инжекции. Ге¬
теропереходы п — р Si — Ge были исследованы также Хемпши*
Фиг. 2.8. Прямые ветви вольтамперных характеристик диода п — р Ge—SI
(1 Ом-см), полученного выращиванием из раствора.
/ — 333 К» 11—1,890 (область I), Л=* 12,2 (область II); 2—298 К, 11—1,860 (область I),
Л=12,7 (область II); 3 — 250 К, 11» 1,870 (область I), Л=12,85 (область II); 4—200 К»
1)м 1,540 (область I), Л = 12,54 (область II); 5—125 К, 71^1,602 (область I), Л=12,60
(область II); 6—77 К. т|=1,64 (область I), Л = 12,2 (область II).
УУо1 exp (qV/r\kT). /а=/02 exр (AV) L346J.
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - « ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 67
ром и Райтом [523]. Исследования кинетики токов при обратном
смещении также не привели к обнаружению инжектированных
неосновных носителей.
Большие барьеры, существующие в переходах п — р
Ge — GaAs, оказывают, по-видимому, такое же действие. В пе¬
реходах р — п Ge — GaAs плотность состояний на границе раз¬
дела не столь велика, как в переходах Ge — Si, а барьер для
инжекции меньше, чем в переходах п — р Ge — GaAs. Поскольку
скорость рекомбинации электронов на границе раздела зависит
от скорости, с которой дырки могут поступать к границе из Ge,
выращивание п-GaAs на р-Ge дает определенные преимущества
10
1
10
V
§ ю-г
«з:
g 10Г3
%
1 10'i
Ǥ
/О'7
10'8
f0~8
1U 0 0,1 0,Z 0,3 0,4 0,5
Прямое смещение, В
Фиг. 2.9. Прямые ветви вольтамперных характеристик диода р — п Ge—S1,
выращенного из раствора.
/-ЗЗЗК. А -26,7 (область II]; 2 — 293 К. А - 27,8 (область II); 3 — 250 К. ,4=29,4 (область II);
4—200 К, ,4=24,9 (область II); 5— 154 К, я = 2,6 (область I); ,4 = 24,9 (область II); 6— 100 К.
п=2,6 (область I); Л=24,5 (область II); 7=77 К, п=2,7 (область I); А—27,8 (область II).
1, = 1ы exp (qWnkT),
7,=70j exp (АГ) [346].
3*
68
ГЛАВА 2
по сравнению с выращиванием Ge на GaAs. В этом случае гер¬
маний обладает более совершенной кристаллической структу¬
рой, что приводит к уменьшению вероятности туннелирования
дырок на состояния на границе раздела. Большинство состояний
на границе раздела будет относиться к GaAs, и любой поток
дырок должен преодолеть дополнительный барьер ДEv, прежде
чем он достигнет состояний на границе. Благодаря уменьшению
за счет этого скорости рекомбинации электронов на границе
раздела инжекция электронов может оказаться основным меха¬
низмом переноса тока.
Фиг. 2.10. Прямые ветви вольтамперных характеристик перехода п—р
GaAs—Ge эмиттер—база при нескольких температурах.
1 — 323 К, 4=2,6; 2 —297 К, 4=2.1; 3 — 233 К, 4=2,1; 4 — 166 К, 4 = 2.2; 5— 117 К. 4 = 3,0 [629].
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - «-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 69
Как указывалось в гл. 3, на структурах п-GaAs/p-Ge/n-Ge,
n-ZnSe/p-Ge/n-Ge и n-ZnSe/p-GaAs/n-GaAs можно наблюдать
транзисторный эффект. На фиг. 2.10 показаны прямые ветви
вольтамперной характеристики перехода эмиттер—база
(п — р GaAs — Ge) такого транзистора. Видно, что параметр ц
остается почти постоянным в температурном интервале
323—117 К, хотя он слабо зависит от падения напряжения на
последовательном сопротивлении перехода. Основной вывод,
к которому можно прийти на основании фиг. 2.10 и аналогичных
кривых для других транзисторов, состоит в том, что эти пере¬
ходы ведут себя совершенно иначе, чем переходы, в которых
доминирует туннельный ток (фиг. 2.4, 2.8, 2.9). Скорее всего до¬
минирующим механизмом переноса тока является инжекция
носителей через барьер. Однако, поскольку области токов и
температур, в которых проводились измерения, были ограничен¬
ными, не исключена возможность того, что в определенных ин¬
тервалах температур и напряжений часть тока связана с про¬
цессом туннелирования.
Параметр ц на фиг. 2.10 определялся из условий наилуч¬
шего согласия экспериментальной кривой с зависимостью / =
= /оехр (qV/-t\kT). В этих измерениях переход коллектор — база
был включен в запорном направлении (примерно 0,5 В), так
что 1ь меньше /е; этим достигалось уменьшение падения напря¬
жения 1ьГь, которое составляет часть напряжения между базой
и эмиттером.
2.4. Исследования емкости гетеропереходов п — р и р — п
Измеряя зависимость емкости гетероперехода от напряже¬
ния, можно найти величину контактной разности потенциа¬
лов VD (фиг. 2.1,6). В случае резкого перехода, если известен
уровень легирования одной из его сторон, по данным о вели¬
чине VD можно определить AEV и АЕС.
Приведем здесь для удобства формулу для зависимости ем¬
кости от напряжения, полученную с помощью уравнения Пуас¬
сона в предположении о том, что переход является резким, а
оба материала однородно легированы:
с Я^йЫАгхг2 1 Т/з
а -[2(е,ЛГ01+е2Л^) {VD-Va)\ '
Согласно этой формуле, С-2 будет линейной функцией прило¬
женного напряжения Va\ на фиг. 2.11 показана зависимость
такого рода для типичного гетероперехода п — р Ge — GaAs
при комнатной температуре и 77 К. Такое устройство было полу¬
чено с помощью реакции диспропорционирования Gel2 с приме¬
нением сколотой затравки [1136]. Этот процесс описан в гл. 9,
70 ГЛАВА 2
Дифференцируя величину С-2 как функцию Va, полученную
из формулы (2.4), определяем наклон линии на фиг. 2.11:
dC~2ldVa = 2 (е.ЛГц, + e2MA)l(a2qNDlNAfilB2). (2.18)
Подставляя значения констант ej = 15,7 ео, е2 = 11,1 ео,
ео = 8,85■ 10-14 Ф-см-1, ц = 1,6-10-19 Кл, а также измеренные
величины а= 1,26-10-3 см2, No, = 1,5-1018 см-3, dC-2)dVa =
Напряжение смещения, В
Фиг. 2А1. Зависимость емкости от напряжения для типичного гетеропере¬
хода n — p Ge—GaAs при 296 К (1) и 77 К (.2) [1136].
== 4,96-10-19 Ф“2-В-1, можно вычислить концентрацию акцепто¬
ров в GaAs. Полученная таким образом величина Nа2 =
= 1,77- 1017 см-3 находится в удовлетворительном согласии
с величиной 9,6-1016 см-3, сообщаемой поставщиком материала.
Различие может быть легко объяснено небольшой неоднород¬
ностью легирования вдоль слитка. Экстраполяция зависимо¬
сти С~2 от Va к значению С~2 = 0 дает величину Vd■ Как видно
из фиг. 2.11, величина VD при комнатной температуре равна
1,06 В. Если значение Vd известно, то разность энергий сродства
к электрону для валентной зоны дается формулой
ДEv = VDi + VDz + Фг, + bp, — Egl = Vd + + 6Pt — Egl. (2.19)
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р - л-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
71
Подставляя известные величины, получаем из формулы
(2.19) AEv = 0,56 эВ, откуда в свою очередь следует, что
АЕС — 0,19 эВ. Гобели и Аллен [448] провели измерения порога
фотоэффекта, согласно которым различие величин электронного
сродства равно хос— х<?аА5 = 4,13 — 4,07 = 0,06 эВ. Таким об¬
разом, значение Д£с, полученное при измерениях на гетеропере¬
ходах, находится в умеренном согласии с величиной, ожидаемой
на основании исследования электронного сродства.
Из упомянутых измерений емкости следует, что величина А£с
не зависит от температуры. Пользуясь полученной путем экстра¬
поляции величиной VD = 1,28 В при 77 К и учитывая темпера¬
турную зависимость величин 6„,, и Egl, находим, что при
температуре жидкого азота ДEv = 0,60 эВ. Изменение ДEv
можно объяснить тем, что ширины запрещенных зон двух мате¬
риалов изменяются на разную величину. Из того, что ДEv =
= 0,60 эВ, следует ДЕс — 0,17 эВ.
Указанные величины ДEv и ДЕс находятся в хорошем согла¬
сии со значениями, полученными Перлманом [1067, 1068]. Ан¬
дерсон [68] нашел, что для перехода Ge — GaAs при комнатной
температуре A£c = 0,15 эВ, а Д£„ = 0,55 эВ. [Для вырожден¬
ного германия Андерсон приводит существенно большие значе¬
ния Д£с (0,56 эВ), однако, по-видимому, необходимы дальней¬
шие исследования, чтобы этот результат получил общее при¬
знание.]
Результаты измерения емкости, приведенные на фиг. 2.11, не
дают никакой информации о свойствах германия, так как почти
весь обедненный слой находится в GaAs. Однако эти измерения
указывают на то, что переход является резким, а легирование
однородным, и, поскольку для объяснения наблюдаемых зна¬
чений контактной • разности потенциалов необходимо привле¬
кать разрывы энергии, представляется, что модель Андер¬
сона служит удовлетворительным приближением для равно¬
весной энергетической диаграммы такого гетеродиода на и — р
Ge — GaAs.
Эти исследования, так же как и исследования гетероперехо¬
дов ti — ti Ge — Si, описанные в гл. 4, позволяют заключить,
что АЕС представляет собой разность энергий сродства к элек¬
трону. Имеются, однако, указания на то, что измеренная
величина барьеров может быть иной, если при изготовлении
переходов не были приняты меры к тому, чтобы поверхность
раздела была как можно более совершенной.
На фиг. 2.12, а показана зависимость С-2 от V для гетеро¬
переходов п — р+ Si — Ge, а на фиг. 2.12,6 — энергетическая
диаграмма, построенная Хемпширом и Райтом [523] на основа¬
нии этих данных. Здесь АЕс несколько больше, чем разность
энергий сродства к электрону.
72
ГЛАВА 2
Доннелли и Милне [348] исследовали влияние состояний на
границе раздела на емкость р — «-гетеропереходов. Не приводя
здесь деталей их вычислений, ограничимся выражением для
кажущейся контактной разности потенциалов VDl, получаемой
Напряжение смещения, В
Фиг. 2.12. Гетеропереход n — р+ Si—Ge.
а—зависимое! ь емкости от напряжения смещения, площадь диода 0,85 мм!, Nq =1о' 5 см—3,
У£^=0,65 В; а—равновесная диаграмма энергетических эои гетероперехода,
= 1016 см-3, ЯАг = Ь • Ю15 см-3 1523].
экстраполяцией к нулю зависимости C~2(Va) при малых обрат¬
ных и прямых смещениях:
- [Q)sj1q (»,«,+ е2ду], (2.20)
где Q/s — заряд на единицу площади состояний на границе раз¬
дела, а фт учитывает дипольный эффект. Существование элек¬
трических дипольных эффектов в гетеропереходах, обусловлен¬
ных, например, тем, что состояния, связанные с дислокациями
или с границей раздела, являются биполярными и распределены
пространственно по обе стороны перехода, постулировано Ван
Рювеном и др. [1443]. Представление о дипольном эффекте фт,
однако, мало использовалось при изучении гетеропереходов.
В табл. 2.1 собраны результаты измерения емкости гетеро¬
переходов Si — Ge. Слой Ge был получен методом эпитаксиаль¬
ного выращивания на Si (часто на подложках, сколотых непо¬
средственно в установке) либо при помощи процесса переноса
в паровой фазе Geb, либо выращиванием из раствора. Таблица
дает представление о типичном разбросе величин, которого
можно ожидать для набора диодов. Видно, что величины ДЕс
ТАБЛИЦА 2.1
Сводка данных о емкости гетеропереходов Ge—Si (измеренной на частоте 1 МГц)
Диод
Тип ')
перехода
Концентрация
примесей, см-"3
298 К
77 К
Ge
Si
VD. % в
ДЕс. эв
ДЕ0. эВ
Nls, см 7
VD. ’>, в
ДЕс. эВ
ДЕ„, эВ
W/s. см 2
41-IL
п — р
2,0- Ю18
1,6- 1016
0,640
0,240
0,210
1,6- ю12
0,910
0,190
0,531
7.0- 10"
52-1L
п — р
сл
О
о
1,6- ю18
0,600
0,235
0,215
7,4- 10"
0,930
0,170
0,251
Диполь
50-1L
п — р
1,6- ю17
1,6- ю16
0,606
0,222
0,228
4,1 • 10“
—
—
—
—
43-1L
п — р
2,5- 1017
5,0- 1017
—
-
—
—
1,17
-0,059
0,480
Диполь
49-1L
п — р
1,3- ю17
5,0- I017
—
—
—
—
1,23
-0,177
0,с38
Диполь
5I-IL
п — р
2,0 • 1017
4,5- 1014
0,520
0,230
0,220
СО
00
о
0,810
0,253
0,168
5,1 • 10“
28-5-1L
п — р
00
о
о
О)
1,6- 1016
—
—
—
—
0,700
0,391
0,030
5,6- 10“
25-1-2L
п — р
1,0- 1017
1,6- 1016
—
—
—
—
0,790
0,293
0,128
4,9- 10“
28-6-1L
п — р
8,0- 1016
5,0- 1017
—
—
—
—
0,790
0,317
0,104
1,0- 1012
26-6-IL
р — п
1,0- 1018
4,0- Ю18
—
—
—
—
0,660
-0,049
0,470
4,0- 1012
26-3-2L
р — п
1,0- 1018
1,0- Ю17
0,498
0,018
0,432
1,6- 1012
0,655
0,010
0,412
1,9- 1012
26-9- 1L
р — п
1,0- 1018
5,0- 1015
0,478
0,090
0,340
1,2- 1012
0,692
0,070
0,352
1,7- 1012
') Пер-ая буква в обозначении типа проводимости относится к германию.
’) Величина Vp. получена экстраполяцией к нулю зависимости U|Ca.
МОДЕЛИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ р — «-ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
74
ГЛАВА 2
и AEv при комнатной температуре согласуются со значениями
0,26 и 0,21 эВ, полученными Хемпширом и Райтом [523].
Плотность состояний на границе раздела, которая может
быть определена из этих измерений, составляет (по порядку
величины) 1012 эффективных состояний на 1 см2. Плотность
«болтающихся» связей на границе раздела Ge — Si, ожидаемая
при рассогласовании постоянных решетки, равном 4%, состав¬
ляет 6-1013 см-2.
Измерения емкости гетеропереходов Ge — GaAs показывают,
что влияние состояний на границе раздела весьма незначитель¬
но. У этих материалов постоянные решетки различаются лишь
на 0,08 %.
Часто оказывается, что емкость гетеропереходного диода
уменьшается при увеличении частоты измерения, например, от
1 кГц до 1 МГц. Аналогичные эффекты наблюдались в гомодио¬
дах из многих материалов, включая кремний. Этот эффект иссле¬
довали Сах и Редди [1196], Шибли и Милне [1225] и др. Эффект
в гомопереходах связан с тем, что при повышении частоты не
успевает установиться равновесие на примесях с глубокими
уровнями, находящихся в обедненном слое. В случае гетеро¬
переходов изменение емкости с частотой может также зависеть
от времен релаксации состояний на границе раздела.
2.5. Рекомбинация через состояния на границе раздела
Вопрос о роли состояний на границе раздела полупроводни¬
ковых гетеропереходов довольно сложен. Не существует простых
экспериментов, которые позволили бы однозначно определить
число состояний на границе раздела, их распределение в преде¬
лах общей ширины запрещенной зоны двух полупроводников
(если они расположены в одной плоскости), их пространствен¬
ное распределение по обеим сторонам границы раздела (если
оно существенно) и сечения захвата этих состояний как центров
рекомбинации. Согласно имеющимся данным, в гетеропереходах
между полупроводниками с сильно различающимися (>1°/о)
постоянными решетки механизм протекания тока определяется,
по-видимому, состояниями на границе раздела. В таких усло¬
виях инжекция неосновных носителей, если и наблюдается, то
оказывается весьма слабой. Обычно это означает, что такие
гетеропереходы представляют незначительный практический ин¬
терес, поскольку на их основе нельзя создать транзисторы или
эффективные фотодиоды.
Полезно задаться определенной плотностью состояний на
границе раздела и определить, как она будет влиять на реком¬
бинацию в гетеропереходе. Для определенности возьмем в каче-
-стве широкозонного полупроводника «-ZnSe, эмиттирующий
модели полупроводниковых р - п-гетеропереходов 75
электроны через барьер в зону проводимости р-Ge (базовый
полупроводник). Пусть пв—концентрация таких электронов
в области границы раздела. Предположим далее, что в области
границы раздела имеется сильное поле (за счет неоднородного
распределения легирующих примесей), поэтому можно считать,
что электроны движутся в базовую область с дрейфовой ско¬
ростью vd, стремящейся к дрейфовой скорости насыщения Vjs
для данного материала. Ток неосновных носителей в базу выра¬
жается поэтому формулой
= qnBvdk ■ см-2. (2.21)
Если vd составляет примерно 5• 106 см-с-1, а плотность тока —
около 10 А-см-2, то пв х 1013 см-3.
Хоувел и Милне [595] предложили следующее выражение для
скорости поверхностной рекомбинации, характеризующей реком¬
бинацию электронов на границе раздела:
S = J («Г1 + к;' (п,1ра))-' NIS dE. (2.22)
где Кп — vthCn, КР = VthQp (vth — тепловая скорость, стп и ар —
сечения захвата электронов и дырок соответственно), пв и рв
суть концентрации электронов и дырок в зоне проводимости
ZnSe и валентной зоне Ge на границе раздела, — плотность
состояний с данной энергией на границе раздела. Величина S
может сильно меняться при заданном значении /V/s в зависимо¬
сти от возможного изменения параметров Кп и КР, которые
сильно зависят от конкретного зарядового состояния. Если ско¬
рости захвата малы, то большим плотностям состояний на гра¬
нице раздела не обязательно соответствуют высокие значения 5.
При КрРв Кппв, что, вероятно, имеет место в диодах на
п — р+ ZnSe— Ge, формула (2.22) принимает вид
S=| KnN,s dE. (2.23)
В этом случае плотность тока рекомбинации дается формулой
J s = qnBS. (2.24)
Следовательно, отношение токов инжекции и рекомбинации,
задаваемых формулами (2.21) и (2.24), определяется выраже¬
нием
JJJs = vd/S. (2.25)
Эффективное сечение захвата для состояний на границе раз¬
дела лежит, вероятно, в пределах 10"14—1СГ15 см2; такие зна¬
чения были получены Доннелли и Милнсом [346], изучавшими
переходы Ge — Si. Эти значения согласуются также с типичными
76
ГЛАВА 2
сечениями захвата для глубоких примесей в Ge или Si
[1223, 1224]. Принимая эффективную плотность состояний на
границе раздела равной 1012 см-2 и величину тепловой скорости
107 см-с-1, получаем из формулы (2.23), что 5 лежит в пределах
между 105 и 104 см-с-1. Следовательно, на основании формулы
(2.25) можно заключить, что отношение JJJs ограничено интер¬
валом между 50 и 500. Эти величины (охватывающие, несомнен¬
но, широкий интервал) представляют собой верхний предел
коэффициента усиления транзистора, в котором такой гетеро¬
переход служит широкозонным эмиттером (в пренебрежении
всеми другими источниками потерь носителей на рекомбинацию).
В гетеропереходах с большей плотностью состояний на гра¬
нице раздела (скажем, более 1013 см-2, как в переходах Si — Ge),
по-видимому, маловероятно получить приемлемую эффектив¬
ность инжекции. С другой стороны, имеется много гетеропере-
ходных пар с хорошо согласующимися решетками (см. табл. 1.3),
для которых достижимы хорошие инжекционные характери¬
стики.
Глава 3
Гете ропер входные
транзисторы
Ввиду потенциальных преимуществ транзисторов с широкозон¬
ным эмиттером перед обычными транзисторами было сделано
много попыток изготовить такие структуры, с тем чтобы прове¬
рить правильность предложенного принципа их работы и опре¬
делить предел использования их преимуществ на практике.
Бройдо и др. [179] предприняли одну из первых успешных попы¬
ток. Нанеся CdS на Si, они изготовили структуры с ограниче¬
нием пространственным зарядом, которые давали коэффициент
усиления по току порядка 10. Позднее Ядус [628], а также Ядус
и Фойхт [629] получили в транзисторах на GaAs — Ge коэффи¬
циенты усиления по току, равные примерно 15, а в измерениях
Ховела и Милнса [594], выполненных на структурах ZnSe — Ge,
коэффициенты усиления составляли 20—35. Устройства на ос¬
нове GaAs — Ge и ZnSe — Ge отличаются от структур CdS — Si
тем, что в них эмиттер представляет собой эцитаксиальный мо-
нокристаллический материал, свойства которого можно контро¬
лировать лучше, чем свойства аморфных слоев. Транзисторы
с аналогичными характеристиками были недавно созданы на
структурах ZnSe — GaAs [1293].
К числу других гетеропереходов, которые должны давать
интересные эффекты в транзисторах, относятся структуры
GaP/Si и Si0l,iGe0,9/Ge. В настоящее время разрабатываются
оптимальные методы их выращивания.
3.1. Преимущества идеализированных
гетеропереходных транзисторов
Уникальные преимущества гетеропереходных устройств за¬
ключаются в различной высоте барьеров для дырок и электро¬
нов на границе раздела между двумя материалами.
На фиг. 3.1 для сравнения показаны энергетические диа¬
граммы п — р — п GaAs — Ge — Ge транзистора и гомопереход-
ного транзистора из Ge. Большой по величине барьер в валент¬
ной зоне препятствует попаданию дырки в GaAs. Этот эффект
открывает новые возможности при разработке приборов. Уро¬
вень легирования базы может быть высоким, а эмиттера —
78
ГЛАВА 3
низким, и все же эффективность инжекции остается близкой к
единице. Следствиями этого являются большая величина произ¬
ведения коэффициента усиления на ширину полосы fMaKo (за счет
Фиг. 3.1. Сравнение диаграмм энергетических зон.
а—гетеропереходный транзистор я — р—я GaAs—Ge—Ge; б — гомопереходный транзи¬
стор я— р — я Ge. Эммиттер слева. Указаны типичные уровни легирования [629].
уменьшения сопротивления базы) и возможные улучшения ра¬
диационной устойчивости, оптической квантовой эффективности
и параметров, определяемых вторичным пробоем.
3.1.1. Усиление по току в схеме
с общим эмиттером (hFE)
В отсутствие умножения на коллекторе величина hFE для
транзистора определяется произведением коэффициента пере¬
носа В на эффективность инжекции эмиттера у. Величина коэф¬
фициента переноса ограничена при всех уровнях инжекции
объемной и поверхностной рекомбинацией; эти ограничения
можно ослабить, уменьшая до предела время пролета носителей
через базу. При высоких уровнях инжекции происходит также
уменьшение коэффициента усиления за счет уменьшения эф¬
фективности инжекции, вызванного модуляцией проводимости
базы. Такая модуляция означает, что в базе имеется большое
ГЕТПРОП ПРИХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
79
число основных носителей, которые могут быть инжектированы
обратно в эмиттер.
В высокочастотных гомопереходных транзисторах толщина
неоднородно легированной базы составляет 0,1—0,14 мкм, а уро¬
вень легирования базы вблизи эмиттера равен 1018 см-3. Воз¬
никающие в результате дрейфовые поля ускоряют перенос элек¬
тронов через базу, приводя к временам пролета 10_п с и умень¬
шая влияние объемной и поверхностной рекомбинаций. Высокий
уровень легирования базы, кроме того, увеличивает плотность
тока, при которой начинается модуляция проводимости базы.
Малая ширина обедненных слоев уменьшает, хотя и не до нуля,
генерационно-рекомбинационный ток. С другой стороны, при
всех уровнях инжекции величина hFE мала (10—30), поскольку
уровень легирования эмиттера только в 10—15 раз больше, чем
для базы.
При анализе гетеропереходных транзисторов можно предпо¬
ложить сравнимые (с обычными транзисторами) толщины базы,
однако вследствие более высокого уровня легирования базы
(1019 — 1020 см-3) ожидаются существенно более высокие дрей¬
фовые поля, которые, возможно, уменьшат времена пролета че¬
рез базу и улучшат коэффициент переноса. Улучшение, на кото¬
рое можно надеяться, должно зависеть от того, насколько силь¬
ным будет ожидаемое рассеяние на примесях при высоких
полях. Уменьшение величины а при высоких уровнях инжекции
(103 — 104 А-см~2) не должно иметь места, поскольку обратная
инжекция дырок в эмиттер практически не происходит незави¬
симо от того, модулируется проводимость базы или нет. В идеаль¬
ном гетеропереходном транзисторе усиление по току ijib должно
быть велико (порядка нескольких сотен) при всех уровнях ин¬
жекции, поскольку коэффициент переноса велик, а эффектив¬
ность инжекции эмиттера очень близка к единице независимо от
отношения уровней легирования базы и эмиттера. В реальных
гетеропереходных транзисторах усиление по току и допустимые
уровни инжекции ограничены практическими факторами, та¬
кими, как рекомбинация на границе раздела эмиттер — база и
теплоотвод.
3.1.2. Частотные свойства
Поскольку детальный анализ частотных свойств гетеропере¬
ходного транзистора будет дан позднее в этой главе, мы огра¬
ничимся здесь некоторыми общими замечаниями.
Фактор качества транзистора приближенно выражается фор¬
мулой
ц„,=т"(г;слУ. (з.1)
80
ГЛАВА 3
где г'ь—сопротивление базы, Сс — емкость коллектора, а хес
представляет собой сумму те + ть + tCS( + тс, где хе — время за¬
ряда эмиттерного диода, тъ — время пролета через базу, tcs; —
время пролета через обедненный слой коллектора (ограниченное
насыщением дрейфовой скорости) и тс — время заряда коллек¬
торного диода.
Время заряда эмиттерного диода хе равно произведению геСе
сопротивления и емкости эмиттера. Очень высокие уровни леги¬
рования эмиттера и базы в гомопереходном устройстве приводят
к большим значениям Се, а при прямом смещении эта величина
становится еще больше. В гетеропереходном устройстве это про¬
изведение можно уменьшить, поскольку эмиттер слабо легиро¬
ван, а величина гс по-прежнему мала за счет уменьшения пол¬
ной толщины эмиттера. Благодаря высокоразвитой технологии
кремниевых транзисторов величину ге удается уменьшить до та¬
кой степени, что хе составляет всего лишь несколько пикосекунд.
В быстродействующих гомопереходных транзисторах время
пролета через базу хъ порядка нескольких пикосекунд. Ожидае¬
мое в гетеропереходном устройстве уменьшение этой величины
за счет увеличения поля в базе будет зависеть от соотношения
между дрейфовой скоростью и полем при используемых уровнях
легирования.
Время пролета через обедненный слой коллектора опреде¬
ляется формулой
rcst = W c/2vds, (3.2)
где Wc — толщина обедненного слоя, vds — дрейфовая скорость
насыщения. Это время уменьшают, сужая обедненный слой,
хотя требуемое для этого более сильное легирование приводит
к понижению напряжения пробоя. Гетеропереходная структура
не обладает преимуществами в этом отношении.
Время заряда коллекторного диода тс есть гсС,-, где гс —
объемное сопротивление коллектора, а С, — внутренняя емкость
коллектора, определяемая в основном геометрией. Не следует
ожидать, что этот член сильно изменится при использовании
гетеропереходного транзистора. Некоторого улучшения можно
добиться за счет члена г'ьСс в формуле (3.1), поскольку сопро¬
тивление базы зависит от уровня легирования и в гетеропере¬
ходном устройстве может быть уменьшено в 4—5 раз.
Резюмируя, можно сказать, что определяемая всеми факто¬
рами величина fmaicc может в случае гетеропереходных транзи¬
сторов быть выше, чем у современных высокочастотных транзи¬
сторов из Si или Ge. Этот вопрос рассмотрен более подробно
в разд. 3.4, где показано, что эта величина может быть увели¬
чена вдвое.
ГГ.ТГРОПГ'РГ.ХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
81
3.1.3. Переключающие свойства
Можно ожидать, что гетеропереходные транзисторы должны
обладать хорошими переключающими свойствами; это обуслов¬
лено в основном следующими тремя факторами:
а) Как было упомянуто ранее, уровень легирования эмит¬
тера значительно меньше, чем в гомопереходных транзисторах,
в результате чего величина Се и постоянная времени геСе малы.
(Малая величина ге достигается уменьшением толщины эмит¬
тера до величины, лишь слегка превышающей ширину обеднен¬
ного слоя.)
б) Благодаря уменьшению времени пролета через базу до¬
пустимы меньшие времена жизни носителей в базе, в результате
чего время накопления неосновных носителей в базе умень¬
шается без уменьшения усиления. В базовых областях гетеро¬
переходных транзисторов времена жизни носителей могут быть
малыми за счет дислокаций и других центров рекомбинации,
возникающих вследствие натяжений решетки и различия тепло¬
вых свойств двух полупроводников.
в) Поскольку в гетеропереходном транзисторе типа п — р — п
дырки не могут войти в валентную зону эмиттера благодаря
барьеру для дырок ДEv, не следует ожидать эффектов, связан¬
ных с временем накопления неосновных носителей в эмиттере.
С другой стороны, в широкозонных материалах эмиттера могут
наблюдаться эффекты прилипания, отсутствующие в транзисто¬
рах из Si или Ge.
3.1.4. Ограничения работы транзистора
Ограничения, обусловленные явлениями «оттеснения» тока
эмиттера, вторичного пробоя, «дотягивания» области объемного
заряда и др., создают трудности при разработке приборов.
Можно ожидать, что гетеропереходные транзисторы будут обла¬
дать в этом отношении некоторыми преимуществами.
а) «Оттеснение» тока эмиттера. Благодаря более высокому
уровню легирования продольное сопротивление базы умень¬
шается и пропорционально уменьшается эффект «оттеснения».
Это позволяет упростить технологию изготовления прибора, по¬
скольку можно делать меньшее число более широких контакт¬
ных полосок эмиттера.
б) Вторичный пробой. Одной из причин вторичного пробоя
является «пинч-эффект», противоположный эффекту «оттесне¬
ния» тока эмиттера, поскольку в данном случае благодаря по¬
ложительной обратной связи ток концентрируется на все мень¬
ших и меньших площадках вблизи центра эмиттера. Уменьше¬
ние сопротивления базы сводит к минимуму «пинч-эффект» так
же, как оно уменьшает эффект «оттеснения».
82
ГЛАВА 3
В гомопереходиых транзисторах вторичный пробой можно
ослабить, уменьшая размеры отдельных устройств и изолируя
их друг от друга или добавляя «балластные» сопротивления
последовательно с эмиттером для получения отрицательной об¬
ратной связи. В гетеропереходных транзисторах такое сопро¬
тивление можно получить автоматически за счет уменьшения
степени легирования эмиттера; при этом устраняются лишние
стадии процесса изготовления.
в) «Дотягивание» области объемного заряда. Чрезвычайно
малые толщины базовых областей, используемые в высокочас¬
тотных устройствах, могут ограничивать напряжение коллек¬
тор— база благодаря эффекту «дотягивания» обедненного слоя
через базу. В гетеропереходных транзисторах эта проблема
должна упроститься благодаря более высокому уровню леги¬
рования базы.
г) Пробой эмиттера. Чрезвычайно высокие уровни легирова¬
ния эмиттера и базы высокочастотных гомопереходиых устройств
приводят к весьма малым напряжениям пробоя (1—2 В), что
создает затруднения при разработке схем. В гетеропереходных
транзисторах благодаря меньшему уровню легирования эмит¬
тера напряжение пробоя эмиттер — база составляет десятки
вольт.
д) Радиационные эффекты. Наиболее существенное влияние
радиации заключается в уменьшении времени жизни в базе и
уменьшении вследствие этого коэффициента переноса и коэф¬
фициента усиления. Гетеропереходный транзистор благодаря
меньшему времени пролета через базу и большему исходному
усилению способен выдержать гораздо большие дозы облучения,
прежде чем начнут сказываться эти эффекты.
3.2. «Дефектные» компоненты тока,
ожидаемые в гетеропереходных транзисторах
Следует иметь в виду, что через переход эмиттер — база
реального гетеропереходного транзистора, помимо полезного ин-
жекционного тока, в базу могут течь и другие компоненты тока.
Величина этих «дефектных» токов зависит от характера гра¬
ницы раздела между двумя материалами. Последующее обсуж¬
дение дефектных компонент проведено для конкретного случая
транзистора п — р — п ZnSe — Ge — Ge. Это рассмотрение яв¬
ляется достаточно общим и должно быть применимо с относи¬
тельно небольшими изменениями к ряду других гетеропереход¬
ных транзисторов. Оно включает довольно подробный анализ
ожидаемой зависимости дефектных компонент тока от плот¬
ности тока и температуры. Принятая модель в общем согла¬
суется с экспериментальными данными, в чем можно убедиться
Г|гт>ОПГ1Ч:ХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
83
на примере результатом для транзистора ZnSe — Ge, представ¬
ленных в разд. 3.3.
На фиг. 3.2 показана диаграмма энергетических зон диода
эмиттер —база (ZnSe — Ge) гетеропереходного транзистора и
ожидаемые компоненты тока, возникающие при прямом смеще¬
нии. Перечислим эти компоненты: Jn, JP — токи инжекции элек¬
тронов и дырок; Jth — ток дырок из валентной зоны Ge на со-
ЛпЭе
Фиг. 3.2. Диаграмма энергетических зон п (широкозонного) — р (узкоэонного)
гетероперехода (ZnSe—Ge).
Токи, переносимые различными частицами, определены в тексте. Квантовомеханиче¬
ское отображение на поверхности раздела и эффекты изображения не учитываются.
«Пикообразные барьеры» ДЕс и AEV равны соответственно 0,04 и 1,9 эВ [595].
стояния в запрещенной зоне, этот ток должен быть равен элек¬
тронному току Jr\ ]т — ток захвата электронов из обедненного
слоя в ZnSe на ловушки с последующей рекомбинацией (воз¬
можно, включающей туннелирование) с дырками, создающими
ток Jth', Js — ток рекомбинации инжектированных электронов на
состояния на технологической границе раздела между ZnSe и
Ge (за исключением компоненты Jr); /znSe — полный диодный
ток, ограниченный объемом ZnSe.
Эффективность инжекции у, определяемая как отношение
тока инжекции в базу к полному току эмиттера, выражается
формулой
Y = JJ(Jn + Jp + Jr + h)- (3.3)
84
Глава з
Дырочная компонента туннельного тока из валентной зоны
германия необходима для того, чтобы поставлять незанятые
состояния в обедненном слое ZnSe или опустошать состояния на
границе раздела, обеспечивая существование тока рекомбина¬
ции JT. В отсутствие этой дырочной компоненты электронам,
захваченным ловушками, приходилось бы либо пересекать обед¬
ненный слой путем многократного туннелирования, либо быть
вторично эмиттированными в зону проводимости. Поэтому токи
Jth и ]г образуют своего рода генерационно-рекомбинационный
ток в обедненном слое ZnSe. Этот процесс может быть суще¬
ственным и конкурировать с инжекцией электронов и рекомби¬
нацией на границе раздела Js в качестве одного из основных
механизмов переноса тока через область перехода.
Ток электронов, инжектированных в германий, /„ в рамках
нашего приближения описывается формулой Шокли для прос¬
той диодной модели
п (Ge) A (Ge) L V ДАТ / J
в предположении о том, что ток ограничен диффузией инжек¬
тированных электронов от перехода в глубину Ge (длина диф¬
фузии Ln). Однако если ZnSe слабо легирован или темп реком¬
бинации на границе раздела очень велик, или в Ge существуют
дрейфовые поля, которые очень быстро уводят электроны от
границы раздела, то инжекционный ток может быть ограничен
скоростью, с которой электроны могут поступать из ZnSe. В этом
случае ток определяется электронным потоком и может быть
выражен (с привлечением энергетических соображений) как
К - W. (2 UNJtf (F„ - V „)>„ exp |- , (V ^ - VJkT\-nB),
(3.5)
где ц„, Nd и e суть подвижность электронов, уровень легирова¬
ния и диэлектрическая проницаемость стороны ZnSe; VDn и
Van — доли контактной и приложенной извне разностей потен¬
циалов, приходящиеся на сторону ZnSe. Токи, определяемые
формулами (3.4) и (3.5), различаются по величине, но имеют
одну и ту же качественную зависимость от температуры.
Ток электронов, инжектированных в Ge, можно также пред¬
ставить в виде
h (х-о) = q^nnBE0f (К), (3.6)
где цп — подвижность электронов, пв — концентрация электро¬
нов на границе раздела, Е0 — постоянное электрическое поле,
существующее благодаря экспоненциальному распределению
ГЕТЕРОПЕРЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
85
примесей, K = (qEt)W/kT)—полевой множитель, W — толщина
базы, f(K)—множитель, учитывающий относительные величины
толщины базы, коэффициента диффузии и дрейфовой скорости
[592]. Хотя предположения о постоянной величине подвижности
и поля несправедливы, применение более точных аппроксима¬
ций приводит к формулам, которые нельзя использовать на
практике.
Предполагается, что Jp, компонента дырочного тока, инжек¬
тированного из Ge в валентную зону ZnSe, равна нулю, по¬
скольку этому процессу препятствует очень высокий барьер
(AEv — 2,0 эВ).
Разумеется, при высоких или умеренных значениях удель¬
ного сопротивления ZnSe полный ток диода может быть огра¬
ничен процессами, связанными с пространственным зарядом
в объеме эмиттера. Если время диэлектрической релаксации
мало, то в твердом теле не может образоваться подвижный про¬
странственный заряд, однако если время пролета электронов
меньше времени релаксации, то может накопиться заметный
пространственный заряд. Отношение этих времен выражается
формулой
^пролет/^релакс d 1\^пУ
и эффекты, связанные с пространственным зарядом, будут на¬
блюдаться, если удельное сопротивление р больше, чем d2j(n Ее),
где d — толщина образца, V—напряжение, приложенное к об¬
разцу, р — подвижность и е — диэлектрическая проницаемость.
Для эмиттера толщиной 1 мкм с подвижностью носителей
100 см2-В-1-с-1 можно ожидать появления эффектов, связанных
с пространственным зарядом, если сопротивление превышает
139 Ом-см (Nd <; 4,5• 1014 см-3) при напряжении на образце,
равном 1 В. Если сопротивление в 10 раз больше, то в эмиттере
толщиной 1 мкм эти эффекты должны сказываться, начиная
с приложенного напряжения 0,1 В. Это соответствует плотности
тока 1,4 А-см-2 в обоих случаях. Обычные рабочие плотности
тока в диодах или транзисторах лежат в области сотен ампер
на квадратный сантиметр. Поэтому для устранения эффектов,
связанных с пространственным зарядом, желательно, чтобы со¬
противление ZnSe не превышало нескольких ом на сантиметр
(этому соответствует ND>5-1016 см-3). Хотя такие уровни ле¬
гирования легко достижимы при высокотемпературном легиро¬
вании массивных кристаллов ZnSe, эффективная степень леги¬
рования тонких пленок ZnSe, выращенных эпитаксиальным спо¬
собом на гетеропереходной подложке Ge, оказывается в лучшем
случае на один-два порядка ниже. Поэтому в таких структурах
обычно наблюдаются эффекты, связанные с пространственным
зарядом.
86
ГЛАВА 3
Скорость рекомбинации на состояниях, находящихся на тех¬
нологической границе раздела, определяется формулой [595]
S= Г dE. (3.8)
J Кппв + КрРв v
Ток, связанный с рекомбинацией электронов на границе раз¬
дела, выражается поэтому как
/s “ qn‘ $ «-• + (»»/<■») X,s dE’ (3'9>
где NIS — плотность состояний на границе раздела с энергией Е
ниже зоны проводимости.
Механизм прохождения дефектного тока Jr несколько гипо¬
тетичен. Согласно одному предположению, процесс заключается
в захвате электронов в обедненном слое ZnSe и последующем
туннелировании через оставшуюся область на рекомбинацион¬
ные состояния на границе раздела. Эта компонента может быть
представлена в виде
С г K„nNfN, Р
1г==Я 1 I Кп (п + п) + N PdydEt’ (ЗЛ°)
Е( у=0 п v и
где п — концентрация электронов в точке у в пределах ZnSe,
Nt — концентрация центров захвата с энергией Et ниже зоны
проводимости, NISt — плотность состояний с той же энергией Et
на границе раздела, Кп = vthOn, где ап — поперечное сечение
захвата ловушки, щ — концентрация электронов в том случае,
если уровень Ферми находится при энергии Et, и Р — вероят¬
ность туннелирования (всм2-с-1).
Тогда эффективность инжекции выражается формулой
Y = (l+ № + /,//„)-', (3.11)
и коэффициент усиления по току в схеме с общим эмиттером
записывается для значений коэффициента переноса В, близких
к единице, в виде
hFE = B/l(Js/Jn) + (JrIJn)]. (3.12)
3.2.1. Уровень инжекции
Изменение коэффициента усиления в зависимости от уровня
инжекции определяется эффективностью инжекции, поскольку
предполагается, что коэффициент переноса не зависит от тока.
Если ток рекомбинации на границе раздела Js намного больше,
чем член, соответствующий захвату и туннелированию 1Г, то из
формул (3.6), (3.9) и (3.12) получаем следующее выражение
ГГЛТ.Р01ПЕРЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
87
для коэффициента усиления:
hFE = BanEJ(K)/ J {к:1 + К;1(пв1рв)У' NIsdE. (3.13)
Если КРрв » КпПп, то формула (3.13) принимает вид
hPB = BpnE0f {К)I J KnNIS dE = (3.14)
= BvLnE0f{K)ISa, (3.15)
где Sn — скорость рекомбинации на границе раздела, когда она
ограничена темпом захвата электронов. В этом случае коэффи¬
циент усиления не зависит от уровня инжекции и его величина
определяется коэффициентом В и отношением эффективной
дрейфовой скорости в базе вблизи границы раздела к скорости
рекомбинации. В противоположном случае, когда Кппв КРрв,
имеем
hpE = BJJq j" pBKpNIs dE, (3.16)
и если hFE больше 4 или 5, так что ток эмиттера порядка
то коэффициент усиления становится пропорциональным току
эмиттера.
Если доминирующей дефектной компонентой тока является
механизм захват — туннелирование, то зависимость коэффи¬
циента усиления от уровня инжекции будет определяться фор¬
мулой (3.10). Значительная доля рекомбинации JT происходит
на некотором участке в пределах обедненной области ZnSe, по¬
скольку по мере приближения к границе раздела скорость тун¬
нелирования возрастает, а концентрация электронов убывает.
Если «максимум» находится далеко от границы раздела, то ве¬
роятность туннелирования мала и формула (3.10) принимает
вид
?г ~ exp [— a{VDn — Van)] J NtNIsdE. (3.17)
В этом случае коэффициент усиления определяется выражением
h B(iinE0n0f(K))akTlq ;i-a*rw (3 18)
\NtNIsdE
В этих формулах а — константа туннелирования, щ — концен¬
трация электронов в объеме ZnSe, VDn — доля контактной раз¬
ности потенциалов, приходящаяся на эмиттерную сторону пере¬
хода, a Van — падение внешнего напряжения на эмиттерной
стороне. Коэффициент усиления меняется теперь как дробная
степень тока эмиттера, а величина показателя степени зависит
от параметров туннелирования и температуры. Аналогичная
88
ГЛАВА 3
зависимость, наблюдаемая в гомопереходиых транзисторах при
малых плотностях тока, связана с генерационно-рекомбинацион¬
ными токами в области, пространственного заряда.
Если максимум находится вблизи границы раздела, то
ток ограничен концентрацией электронов:
и коэффициент усиления снова не зависит от уровня инжекции
Таким образом, обе дефектные компоненты могут обусловливать
зависимость коэффициента усиления от уровня инжекции и мо¬
гут давать степенную зависимость. Можно ожидать, что в зави¬
симости от различных возможных комбинаций двух токов Jr
и Js показатель степени будет меняться от долей единицы [фор¬
мула (3.18)] до единицы [формула (3.16)].
3.2.2. Дрейфовое поле и толщина базы
Упомянутые две дефектные компоненты фактически не зави¬
сят от толщины базы и поля и лишь слабо зависят от уровня
легирования базы (конкретно от рв) при высоких уровнях ин¬
жекции, когда Кппв ^ Кррв- Однако инжекционная компонен¬
та Jn зависит от этих параметров. Эффективность инжекции
почти пропорциональна рпЁ0. Толщина базы содержится в f(K)
в формуле (3.18). Однако в пределе очень больших полей /(/()
равна единице и у не зависит от толщины базы.
3.2.3. Влияние уровня легирования эмиттера
на коэффициент усиления по току
Как ]п [формула (3.6)], так и Js [формула (3.9)] пропорцио¬
нальны пв и, следовательно, зависят от уровня легирования
эмиттера. Отношение Jnl-fs, однако, не зависит от уровня леги¬
рования эмиттера, пока он много меньше уровня легирования
базы. Компонента Jr (захват — туннелирование) дополнительно
зависит от легирования через вероятности инжекции и туннели¬
рования. При уменьшении уровня легирования эмиттера ND
обедненный слой расширяется; увеличение расстояния, которое
должно быть преодолено в процессе туннелирования, сильно
уменьшает вероятность туннелирования и сдвигает максимум
ближе к границе раздела. В то же время барьер для инжек-
(3.21)
ГР.ТПРО! 1РГЕХОДНЫЁ ТРАНЗИСТОРЫ
89
Ции Vdu уменьшается. Можно ожидать, что отношение 1п к /г и,
следовательно, эффективность инжекции и коэффициент усиле¬
ния будут увеличиваться с увеличением сопротивления эмит¬
тера, пока 1Т остается существенной дефектной компонентой
тока в данном устройстве. Такая зависимость противоположна
наблюдаемой у гомопереходиых транзисторов, где у и hFE улуч¬
шаются с уменьшением сопротивления эмиттера.
Второй эффект, связанный с увеличением сопротивления
ZnSe, заключается в увеличении электрического поля в объеме
ZnSe при заданной величине тока; это приводит к увеличению
скорости дрейфа электронов через эмиттер и изменению про¬
филя зон. В результате увеличения изгиба зон происходит эф¬
фективное понижение барьера для инжекции. Кроме того, высо¬
кие дрейфовые поля могут «разогревать» электроны, меняя их
распределение по энергиям и увеличивая вероятность инжекции.
3.2.4. Ожидаемые температурные зависимости
Инжекционная компонента тока /„ зависит от температуры
через параметры Е0, цп, К и пв. Электрическое поле в базе, при¬
готовленной методом термодиффузии, пропорционально kTlq
[формула (3.27)]. Подвижность вблизи границы раздела опреде¬
ляется рассеянием на ионизованных примесях и с уменьшением
температуры уменьшается по закону ТК Произведение ц.п£о
может поэтому уменьшиться почти на порядок величины при
изменении температуры от 350 до 100 К. Параметр К и фак¬
тор f(K) в формуле (3.6) для рассматриваемых устройств срав¬
нительно мало зависят от температуры. Наиболее сильную зави¬
симость дает величина пв, которая экспоненциально умень¬
шается с уменьшением температуры.
Температурная зависимость Js обусловлена параметрами S
и пв- Скорость рекомбинации определяется коэффициентами
рекомбинации Кп и КР. Хотя тепловая скорость уменьшается
по закону Т\ сечения оп и ор существенно увеличиваются с по¬
нижением температуры; в кремнии, легированном In и Аи, на¬
блюдались зависимости от Т~° до Г-4 [190, 1224]. Скорость ре¬
комбинации на границе раздела может поэтому увеличиваться
более чем на порядок величины в температурном интервале от
350 до 100 К.
В результате таких изменений отношение
/s//„ = S/p„£0f(K), (3.22)
которое не зависит от пв, несколько возрастает с уменьшением
температуры, понижая эффективность инжекции и коэффициент
усиления hFE в тех устройствах, где Js является существенной
дефектной компонентой. Температурная зависимость компонен¬
90
ГЛАВА 3
ты JT (захват — туннелирование) зависит от того, приходится
ли основная часть этого тока на край обедненного слоя или на
область вблизи границы раздела. Как обсуждалось в разд. 3.2.1,
если ток Jr течет на краю обедненного слоя и ограничен тунне¬
лированием, то он должен лишь слегка уменьшаться с пониже¬
нием температуры. Однако инжекционная компонента Jn (бу¬
дучи надбарьерной компонентой) должна сильно убывать
с понижением температуры. Поэтому можно ожидать, что при
постоянном токе эмиттера отношение JT/Jn увеличится на не¬
сколько порядков величины с изменением температуры от 350
до 100К, а коэффициент усиления транзистора hFE, согласно
формуле (3.12), существенно уменьшится. С другой стороны,
если дефектная компонента Jr приходится в основном на сравни¬
тельно близкую к границе раздела область, то она будет обла¬
дать примерно той же температурной зависимостью, что и Js,
определяемой коэффициентами захвата ловушек Кп и концен¬
трацией электронов на границе раздела пв• Поэтому отношение
/г//„ и коэффициент усиления могут уменьшиться меньше чем
на порядок при понижении температуры.
3.2.5. Коэффициент переноса
Объемная и поверхностная рекомбинации уменьшают пере¬
нос электронов через базу. Поскольку свойства базы опреде¬
ляются р — «-переходом в Ge, перенос происходит качественно
так же, как и в гомопереходном транзисторе, однако возможны
количественные различия, связанные с более высокими уров¬
нями легирования и полями в базе гетеропереходного устрой¬
ства, а также с малыми временами жизни, обусловленными раз¬
личием в величине постоянной решетки и термических коэффи¬
циентов двух материалов.
В предположении о постоянстве поля, подвижности и времени
жизни можно получить следующее выражение для коэффи¬
циента переноса для структур с неоднородным распределением
примесей в базе [311, 626, 742, 795, 885, 1167]:
fl = /n(W»(0) = exp(tf/2)/((tf sh*/2*) +сН), (3.23)
К — фактор поля, W — толщина базы, Dn и тп — коэффициент
диффузии и время жизни неосновных носителей, ш — угловая
частота. Альтернативное выражение для В, не требующее этих
приближений, имеет вид
где
ф = [(К/2)2 + (W2/Dnxn) + (jv>W2/Dn))'\ (3.24)
о
(3.25)
ГЕТЕРОПЕРЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
91
где t(x) представляет собой время, требуемое для того, чтобы
инжектированный электрон достиг точки х, а х(х)—время
жизни как функция координаты. Приближение постоянного вре¬
мени жизни приводит к простому выражению
Я = ехр(— т(г/тв), (3.26)
где т<г — полное время перехода через базу, а хв — время
жизни.
Распределение примесей, возникающее в процессе диффузии,
используемой для изготовления р — «-переходов в Ge, обычно
описывается функцией ошибок; тогда дрейфовое поле в базе
выражается формулой [968]
Е= 2АГ_ J_
УШ q L 'erfc (x/L)
где L — 2{Dt)'12— эффективная длина диффузии за время t.
Обычно поле в базе увеличивается примерно в 5 раз при пере¬
ходе от эмиттера к коллектору.
Поскольку в базе существуют довольно сильные поля и боль¬
шие концентрации примесей, подвижность и коэффициент диф¬
фузии являются сложными функциями расстояния. Так как при¬
месное рассеяние уменьшается с увеличением напряженности
поля, дрейфовая скорость при больших полях значительно выше,
чем можно ожидать на основании величины подвижности при
слабых полях, соответствующей данной концентрации примесей
в базе. Поэтому время пролета через базу очень мало, порядка
10_п— 10~10 с для устройств на основе ZnSe — Ge, рассматри¬
ваемых в разд. 3.3.
Время жизни носителей в базе определяется исходными не¬
совершенствами материала, а также дислокациями, дефектами
и т. п., вводимыми при эпитаксиальном выращивании гетеро¬
перехода. Вблизи эмиттерного края базы время жизни представ¬
ляет собой время жизни электронов в сильно легированном
материале р-типа:
= (vtkon + Nr)~\ (3.28)
где NT — концентрация центров рекомбинации, а о*—сечение
захвата электронов. У коллекторного края базы, где уровень
Ферми проходит через положение, соответствующее собствен¬
ному материалу,
тв хпо -]- Тро> (3.29)
где Тро — время жизни дырок в сильно легированном материале
«-типа. Время жизни меняется в этих пределах в соответствии
с распределением концентрации акцепторов, определяемым
функцией ошибок; это изменение может быть большим или
92
ГЛАВА 3
малым в зависимости от соотношения величин тпо и тРо- Помимо
этого, концентрация центров рекомбинации может меняться
в пределах базы, что влияет на тпо-
3.2.6. Факторы, влияющие на коэффициент переноса
Коэффициент переноса гомопереходного транзистора не за¬
висит от тока вплоть до весьма высоких уровней инжекции [626].
Если имеет место модуляция проводимости, то время жизни
вблизи эмиттера возрастает до величины тпо = тро. Однако
электрическое поле, подвижность и дрейфовая скорость умень¬
шаются, что приводит к увеличению времени пролета. Коэффи¬
циент переноса может улучшаться или ухудшаться в зависи¬
мости от относительной величины этих изменений.
Время пролета приблизительно пропорционально толщине
базы и обратно пропорционально скорости. В работе [592] об¬
суждается влияние дрейфового поля и концентрации примесей
на дрейфовую скорость в базовой области гетеропереходов.
В устройствах с малыми значениями поля (<800 В-см-1) сте¬
пень легирования играет большую роль; время пролета возра¬
стает с увеличением NА, поскольку подвижность уменьшается
быстрее, чем увеличивается поле. Для устройств с высокими
полями имеет место обратная ситуация: время пролета умень¬
шается и коэффициент переноса возрастает с увеличением
уровня легирования базы.
Обращаясь теперь к возможной температурной зависимости,
отметим, что дрейфовое поле пропорционально kT/q [формула
(3.27)] и потому уменьшается с уменьшением температуры. По¬
движность в области слабых полей, определяемая примесным
рассеянием, меняется как Т3>к Время пролета через первые 20
или 30% толщины базы, где реализуются условия слабого поля,
может поэтому значительно возрасти при изменении темпера¬
туры от 350 до 100 К. Кроме того, с уменьшением поля увели¬
чиваются размеры той области базы, где существенно примесное
рассеяние, что еще больше увеличивает время пролета. В ос¬
тальной части базы дрейфовая скорость насыщена и поэтому
существенно не меняется с температурой. [Следует отметить, что
при столь высоких полях, когда имеет место насыщение дрейфо¬
вой скорости, соотношение Эйнштейна более не справедливо.
Это вносит некоторую ошибку при использовании формулы
(3.27) для оценки величины поля на коллекторной стороне базо¬
вой области.]
Время жизни зависит от температуры в основном через се¬
чения захвата центров рекомбинации. Предполагается, что тем¬
пературная зависимость последних аналогична зависимости для
поперечных сечений, фигурирующих в процессах рекомбинации
ГЕ'ГГ.РОППРИХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
93
на границе раздела н в механизмах захват — туннелирование
(разд. 3.2.4); поэтому время жизни уменьшается с понижением
температуры. В результате увеличения времени пролета и
уменьшения времени жизни коэффициент переноса должен
уменьшаться с понижением температуры.
3.3. Характеристики гетеропереходных транзисторов
из ZnSe — Ge
Теперь для сравнения с предсказаниями теории приведем
характеристики некоторых конкретных гетеропереходных тран¬
зисторов и зависимости коэффициента усиления от параметров
легирования, плотности тока инжекции и температуры.
Гетеропереходные транзисторы, эксплуатационные и темпе¬
ратурные характеристики которых описываются ниже, были из¬
готовлены Ховелом и Милнсом [594]. Монокристаллические слои
эмиттера из ZnSe (толщиной примерно 4 мкм, с концентрацией
доноров 1011 — 1014 см-3) были выращены методом газотранс¬
портной (НС1) реакции на подложках, представлявших собой
переходы р — п Ge — Ge: диффузная база — коллектор. Поверх¬
ностная концентрация Cs в базе составляла 4 • 1018 — 6-1019 см~3,
толщина базы менялась в пределах 0,2—1,4 мкм; уровень леги¬
рования коллектора (подложка) равнялся 1015—1017 см-3.
3.3.1. Влияние уровня инжекции
На фиг. 3.3 показаны характеристики типичного транзистора
п — р — п ZnSe—Ge — Ge. В подписи указаны уровень легиро¬
вания базы (поверхностная концентрация), поле вблизи эмит¬
тера, толщина базы, оценочное значение уровня легирования
эмиттера и параметр т базы, который будет рассмотрен позднее.
Фиг. 3.3, а относится к случаю малых уровней инжекции, коэф¬
фициент усиления постоянен и не зависит от тока эмиттера.
Этого следует ожидать, если доминирует либо рекомбинация на
границе раздела, либо захват — туннелирование, ограниченное
захватом электронов вблизи границы раздела.
В большинстве исследованных транзисторов при малых уров¬
нях инжекции наблюдался постоянный коэффициент усиления.
Характеристики, показанные на фиг. 33, б, соответствуют
более высоким уровням инжекции, когда коэффициент усиления
начинает возрастать с увеличением тока эмиттера. Хотя это
может быть вызвано уменьшением скорости рекомбинации на
границе раздела, такое уменьшение можно ожидать лишь при
токах, на несколько порядков больших. Увеличение коэффи¬
циента усиления связано, вероятно, с тем, что ток Jr становится
94
ГЛАВА 3
ограниченным не захватом, а туннелированием. Подтвержде¬
нием может служить также фиг. 3.4, где в двойном логарифми¬
ческом масштабе показаны зависимости коэффициента усиления
от плотности тока эмиттера.
6
Фиг. 3.3. Зависимость коэффициента усиления по току Р от уровня инжек-
цин при 27°С.
Коэффициент P = ftjjg постоянен вплоть до 10 А • см-2, затем быстро увеличивается
с током эмиттера.
Cs = 4-1018cm -э, £(0) = 550 В • см-1, 117=1.0 мкм. ND = b • 1013 см-3. Т = 2,8-10-10 с
а — N19-2- 0,39-2,5 А • см-2, Р = 2,0; б —N19-2; 55 —350 А • см-2- Р = 1° 15941‘
fETt-POI'lПРИХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
95
Формула (3.18) предсказывает дробную степенную зависи¬
мость, причем величина дробной степени определяется темпера¬
турой и параметрами туннелирования. Изломы на прямых ли¬
ниях, наблюдаемые у нескольких устройств, возможно, указы-
Фиг. 3.4. Зависимость усиления по току Р от уровня инжекции при 27 °С.
Видна степенная зависимость от тока эмиттера с дробным показателем степени.
N21-4: Cs=2 • 10ls см-3, Е (0) = 1120 В • см-1, №=0,6 мкм, ND = I • 10м см-3, т =
=2,1 • Ю~10 с,
N18-3: Cs = 4 . 1018, Е(0) = 935 В • см-1, №=0,6 мкм, ЛГд = 5 - 1013см-3, Т=1 - Ю~10 с.
N30-2: cs = 2 • 1019, Е (0) = 760 В • см-1, №=1,0 мкм, ND = 1 • 1013 см-3. т = 5,3 ■ Ю-10 с-
N14-3: Cs = 2 • ю'9, Е (0) = 470 В ■ см-1, №=1.4 мкм, ЛГО = 5-Ю13 см-3, т=1,2-10~9 с [594]
вают на изменение дефектного механизма, увеличение влияния
сильного поля в объеме эмиттера или некоторое влияние лову¬
шек в ZnSe.
3.3.2. Влияние дрейфового поля и толщины базы
На фиг. 3.5 показаны характеристики двух устройств с иден¬
тичными удельными сопротивлениями селенида цинка. Для ха¬
рактеристики параметров базы используется фактор т, равный
96
ГЛАВА 3
толщине базы, деленной на подвижность и напряженность поля:
т =WfrinE, (3.30)
где величины pn и Е относятся к эмиттерному краю базовой
области, поскольку именно эти значения фигурируют в выраже-
h
Z5 мА
1
I
1
£
Z0 мА
15 мА
10 мА
5 мА
Усб> -В
а
|
I
VCE, ь
б
Фиг. 3.5. Зависимость коэффициента усиления по току от толщины базы
поля при 27 °С, показывающая увеличение р в 8,5 раза при уменьшении
в 10 раз.
а —N14-3: т=1,2-10
б —N18-3: т=1 • 10
Удельное сопротивление ZnSe равно 10 Ом ■ см.
2 при /р=65мА (=з180А-см — 2)
2) 1594],
,-Ю
коэффициент усиления . ^ . .
коэффициент усиления 17 при /^=76 мА (= 180 А • см"
ггтггот ■ выходные транзисторы
97
нии для /„ [формулн (.Ч.(>)] и поскольку они определяют скорость
удаления электроном и германии по сравнению со скоростью их
рекомбинации па границе раздела.
Для характеристик, изображенных на фиг. 3.5, а, величина т
высока в соответствии с большой толщиной базы и слабым по¬
лем, поэтому коэффициент усиления мал. На фиг. 3.5,6 вели¬
чина т на порядок меньше, а коэффициент усиления увеличился
в 8 раз. Аналогичные свойства обнаруживали устройства с го¬
раздо большими сопротивлениями селенида цинка и, следова¬
тельно, большими коэффициентами усиления.
Дрейфовое ноле и толщина базы влияют как на эффектив¬
ность инжекции (через отношение Jn/Js), так и на коэффициент
переноса (через время пролета). Поскольку коэффициент уси¬
ления устройств, характеристики которых изображены на
фиг. 3.5, меняется в зависимости от уровня инжекции по степен¬
ному закону с малым показателем степени (фиг. 3.4), домини¬
рующей дефектной компонентой тока этих устройств является
скорее ]т, чем Js■ Поэтому изменение |3 с т связано с улучше¬
нием коэффициента переноса, а эффективное время жизни того
же порядка, что и время пролета. Используя значения т из
фиг. 3.5 и учитывая, что время пролета примерно на порядок
величины меньше, получаем время жизни в базе 10-10—10~9 с.
Столь низкие значения не являются неожиданными, если при¬
нять во внимание дефекты, дислокации, напряжения и т. д.
обусловленные различием параметров решетки и термических
коэффициентов у двух материалов.
3.3.3. Влияние сопротивления эмиттера
Изменение коэффициента усиления с изменением удельного
сопротивления эмиттера можно проследить на фиг. 3.3—3.5 и
более непосредственно на фиг. 3.6 для двух устройств с иден¬
тичными переходами база — коллектор. На фиг. 3.6, а удельное
сопротивление эмиттера составляет примерно 103 Ом-см и коэф¬
фициент усиления слегка превышает единицу. На фиг. 3.6,6
удельное сопротивление на несколько порядков больше и |3 воз¬
растает до 34. Согласно разд. 3.2.3, возрастание коэффициента
усиления с увеличением сопротивления эмиттера связано
с уменьшением 1Т и увеличением поля в объеме эмиттера; оба
эти фактора улучшают эффективность инжекции.
Этот результат можно получить иным путем, используя свой¬
ство самокомпенсации ZnSe. Прогрев низкоомного слоя при
умеренных температурах в течение нескольких минут вызывает
образование вакансий цинка, которые действуют, как акцептору
и повышают сопротивление материала. В результате прогрева
4 Зак. 285
98
ГЛАВА 3
в течение 30 мин при 400 °С относительно низкоомный
(5• 103 Ом-см) ZnSe-эмиттер транзистора превращается в вы¬
сокоомный (~105 Ом-см) и коэффициент усиления по току воз¬
растает от 1,2 до 35.
I
ы
I
I
Усе. б
а
I
I
Усе. б
Фиг. 3.6. Зависимость коэффициента усиления по току от сопротивления
эмиттера при 27 °С.
Коэффициент Р увеличиоается в 34 раза при уменьшении ДГд в 5 ■ 10г раз. Одна и та же
германиевая подложка база —коллектор: Cs=2-1019 см-3, £ (0) = 1120 В см-1, 4^=0,6 мкм.
т=2,1 ■ 10-1° с
О —N33-2, N(ZnSe)=5 • 1013, Р = 1.0 при../£=1,9 мА = 4,8 А см-2; б —N21-4, N(ZnSe) = l-1011,
0=34 при /£=1,8мА=4,5 А • см-2 [584].
ГБТПРОПГРГХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
99
3.3.4. Температура
Типичное изменение коэффициента усиления транзистора
ZnSe (ie е температурой при относительно высоких уровнях
инжекции состоит и том, что р уменьшается на 20—30% при
изменении температуры от 350 до 100 К. Это наводит на мысль,
что параметры у н В либо не зависят от температуры при таких
уровнях ппжекцпп, либо их изменения имеют разные знаки и
компенсируют друг друга. Согласно разд. 3.2.4, эффективность
и н же к I in п может уменьшаться при низких температурах за счет
у пел и че11 и я скорости рекомбинации на границе раздела и умень¬
шения дрейфового поля и подвижности в базе. Отношение /г
к J„ закже может увеличиваться в зависимости от механизма
ограничения J,- Считается, что коэффициент переноса также
должен уменьшаться, однако природа процессов рекомбинации
и базе неясна и время жизни может на деле возрастать с пони¬
жением температуры.
При меньших уровнях инжекции характер зависимости коэф¬
фициента усиления от температуры изменялся в более широких
пределах. У некоторых устройств величина р уменьшалась на
порядок при изменении температуры от 25 до —180 °С, тогда
как для других она не зависела от температуры или даже слегка
увеличивалась при понижении температуры. Аналогичные свой¬
ства были обнаружены Ядусом и Фойхтом [629] у гетеропереход¬
ных транзисторов Ge — GaAs. Можно ожидать, что концентра¬
ция ловушек, плотность состояний на границе раздела, подвиж¬
ность в ZnSe и т. п. меняются от устройства к устройству; бла¬
годаря влиянию этих параметров на относительные величины
Js, Jr и Jn температурные зависимости могут быть различными.
При больших уровнях инжекции барьер почти сглажен, ловушки
почти заполнены и поле в ZnSe велико; следовательно, коэффи¬
циент усиления в меньшей степени зависит от изменения указан¬
ных величин.
3.3.5. Другие гетеропереходные транзисторы
Описанный Ядусом и Фойхтом [629] транзистор п — р — п
GaAs — Ge — Ge обладает в схеме с общим эмиттером характе¬
ристиками, сходными с характеристиками ранее рассмотренного
транзистора на ZnSe — Ge. Уровни легирования базы и кол¬
лектора были весьма близки, однако концентрация примесей
в GaAs составляла 5-1015 см-3" в результате коэффициент уси¬
ления оказался равным примерно 15. Благодаря более высокому
уровню легирования эмиттера падение напряжения на эмиттере
несколько меньше, чем для устройств на основе ZnSe — Ge.
Вид вольтамперных характеристик перехода эмиттер — база
4*
100
ГЛАВА 3
(GaAs — Ge) указывает на меньшую роль дефектных компо¬
нент тока. Недавно были получены устройства на основе
GaAs — Ge с более сильно легированными эмиттерами из GaAs
(5-1017 см-3), однако коэффициенты усиления тока составляли
всего лишь 1—2 [763]. Такое уменьшение коэффициента усиле¬
ния с увеличением степени легирования эмиттера аналогично
тенденции, наблюдаемой в переходах ZnSe — Ge. Этот эффект
можно объяснить увеличением туннельной компоненты дефект¬
ного тока в более тонких обедненных слоях сильно легирован¬
ных переходов эмиттер — база.
В лаборатории авторов недавно были изготовлены транзи¬
сторы п — р — п ZnSe — GaAs — GaAs с коэффициентом усиле¬
ния тока до 70 [1293]. Удельное сопротивление выращенного
эмиттера из ZnSe меняется в пределах 103— 104 Ом-см; устрой¬
ство работает в режиме ограничения пространственным зарядом
в области эмиттера. Базовая область толщиной 0,2—1 мкм была
получена путем диффузии Zn. Предварительные исследования
этих транзисторов показывают, что их свойства весьма сходны
со свойствами транзисторов п — р — п ZnSe — Ge — Ge.
К числу других гетеропереходных транзисторов, которые мо¬
гут представлять интерес, относятся п — р — п GaP — Si — Si,
п — р — п Sio.iGeo.g — Ge — Ge и р — п — р AlxGai_.xAs —
GaAs — GaAs.
3.4. Потенциальные возможности гетеропереходных
транзисторов
В то время когда был написан обзор Крёмера [744], приме¬
нение гетеропереходных транзисторов сулило большие преиму¬
щества перед тогдашними транзисторными структурами. С тех
пор параметры гомопереходных транзисторов были значительно
улучшены, так что промышленные высокочастотные устройства
работают в области частот порядка нескольких гигагерц. Од¬
нако многие факторы, способствовавшие улучшению качества
гомопереходных транзисторов, такие, как уменьшение толщины
базы и полосковая геометрия, в равной степени применимы и
в производстве гетеропереходных транзисторов (хотя и с неко¬
торыми трудностями). В данном разделе мы хотели бы пока¬
зать, что гетеропереходные транзисторы потенциально могут
заметно превзойти по своим свойствам существующие высоко¬
частотные гомопереходпые транзисторы из Si или Ge. Для рас¬
сматриваемой здесь модели GaAs — Ge фактор улучшения со¬
ставляет 2 для частоты и 4 для коэффициента усиления по мощ¬
ности. Преимущества гетеропереходов обусловлены тем, что уро¬
вень легирования базы может быть очень высоким, а эмиттера —
низким. Таким образом, и сопротивление базы и емкость эмит¬
ГЕТГРОППРИХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
101
тер — база малы, что способствует улучшению частотных
свойств.
Поскольку возможность создания гетеропереходных транзи¬
сторов была продемонстрирована лишь сравнительно недавно,
сведения об н\ работе в настоящее время имеются лишь для
следующих типов; GaAs— Ge, ZnSe — Ge, ZnSe —GaAs. Суще¬
ствующая |е\ноло1'ня изготовления накладывает ограничения
на легирование и геометрию устройств. В нашем рассмотрении
мы коснемся лишь фундаментальных ограничений и не будем
.(.it pa I нпат ь другие проблемы существующих гетеропереходных
структур (такие, как эффекты захвата в эмиттере), которые,
вероя I по, связаны с технологическими ограничениями и не
обнпиелыю присущи будущим гетеропереходным транзи¬
сторам.
Описание типов транзисторов
Основное внимание в нашем анализе будет уделено частот¬
ным свойствам, а не выходной мощности, экономике производ¬
ства или специальным вопросам, таким, как оптические свой¬
ства. В качестве модели для сравнения рассматривается герма¬
ниевый гомопереходный транзистор, энергетическая диаграмма
которого и профиль распределения примесей показаны на
фиг. 3.7. Такая структура может быть изготовлена выращива¬
нием слабо легированного эпитаксиального слоя на сильно леги¬
рованной подложке p-типа. Базовая область n-типа создается
затем методом диффузии, а эмиттер Вплавляется в диффузион¬
ный слой; при этом под эмиттером образуется тонкая область
базы. В такой структуре имеется сильное поле в базовой об¬
ласти, способствующее переносу неосновных носителей от эмит¬
тера, и коллекторный обедненный слой, ограниченный двумя
областями сильного легирования. При включении напряжения
коллекторная область «опустошается», т. е. обедняется носи¬
телями вплоть до подложки, и сильное поле, необходимое для
уменьшения времени пролета, можно получить, не создавая про¬
тяженную обедненную область у коллектора.
В качестве объекта для сравнения выбрана гомопереходная
структура р — п — р, а не л — р — п по двум причинам. Во-пер¬
вых, предполагается, что р — п■—/7-транзистор будет немного
более быстродействующим, поскольку при том же уровне леги¬
рования базы базовая область может быть тоньше при задан¬
ном сопротивлении базы. Во-вторых, растворимости типичных
акцепторов в германии примерно вдвое больше, чем у наиболее
растворимого донора, так что эффективность инжекции будет
меньше в п — р — «-транзисторе при условии, что эмиттер леги-
р.цвдн до предела растворимости.
102
ГЛАВА 3
Энергетические диаграммы и профили легирования рассмат¬
риваемых гетеропереходных устройств на основе GaAs — Ge
показаны на фиг. 3.8 и 3.9. У гетеропереходного устройства, по¬
казанного на фиг. 3.8, уровень легирования базы вблизи эмит¬
тера составляет Убе = 5-1019 см-3, тогда как уровень легирова¬
ния эмиттера—только 5-1016 см-3. Такие структуры были изго-
дмиттер База Коллектор
р-Се л- Ge p-Ge
Фиг. 3.7. Зонные диаграммы и профиль распределения примесей (предпо¬
лагаемые) быстродействующего германиевого гомопереходного транзи¬
стора [765].
ГЕТПРОМ ПРИХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
103
товлены, и коэффициенты усиления тока hFE в них были много
больше единицы. В данных расчетах мы примем, что у гетеро¬
переходных устройств Iive = 30.
На фиг. 3.9 показан предложенный Райтом [1516] триод
с ограничением пространственным зарядом (ОПЗ) с эмиттером
из GaAs, базой из р-Ge и п — п+-коллектором.
Частотные свойства такого диэлектрического триода с высо¬
коомным коллектором были детально рассмотрены Бройдо [178].
Расчетные кривые относятся, однако, к случаю, когда время
пролета коллектора меньше, чем для эмиттера, что не реализу¬
ется в рассматриваемом практическом примере. Предположение
Эмиттер База Коллектор
л-GaAs / p-Ge л-Ое
В условиях равновесия
1/0
|§да*
Е|л?/7
|1»:
||/0/7
jsS-
При рабочем напряжении
GaAs Эпитаксиальный слой Ge
М I М
I I I I I I I I I
t о, г 0,4 0,6 10, в 1,0 Ц 1,4 1,6
Wn
тм
Фиг. 3.8. Диаграммы энергетических зон и профиль распределения приме¬
сей (предполагаемые) гетеропереходного транзистора с эмиттером, обла¬
дающим обычным сопротивлением [765].
104
ГЛАВА 3
on — п+-коллекторе более плодотворно при сравнении трех
упомянутых модельных устройств. Для рассмотрения была вьь
брана пара GaAs — Ge, так как GaAs обладает очень высокой
подвижностью и может быть получен как низкоомным, так и
полуизолирующим. Высокая подвижность в эмиттере из GaAs
приводит к меньшим постоянным времени эмиттера, чем у тран¬
зисторов ZnSe — Ge или CdS — Si.
3.4.2. Фактор качества
При оценке моделей транзисторов в качестве одного из кри¬
териев использовалась максимальная частота генерации /Макс-
Фиг. 3.9. Диаграммы энергетических зон и профиль распределения при¬
месей (предполагаемые) гетеропереходного транзистора с ОПЗ-эмитте-
ром [765].
Эмиттер База Коллектор
S. /.GaAs p-Ge п-Ge
Б условиях равновесия
При рабочем напряжении
г.* Ас ^"-"аксиальный слой Ge
0,8 1,0 1,8 1,4 мкм
ГЕТЕРОтП'СХОДНЬГЕ ТРАНЗИСТОРЫ
Т05
Этот фактор качества определяется формулой
/ш,КС = (4л)-' [гьСсхес(1 + v)]-v%
(3.31)
где гь — эффективное сопротивление базы, Сс — эффективная
С М К О СТЬ К О J] Л 6 К I О J ci у X полное время задержки (эмиттер —
коллектор), v — дополнительный фазовый множитель, связанный
с неоднородным легированием базы [125]. Частота ft, при кото¬
рой коэффициент усиления по току в схеме с общим эмиттером
становится равным единице, выражается формулой
где ть — время пролета базы, те = геСе — постоянная времени
заряда емкости эмиттера, т„/ — половина времени пролета кол¬
лектора, а тс = гС представляет собой постоянную времени за¬
ряда емкости коллектора. Дополнительный фазовый множи¬
тель v связан с частотной зависимостью фазового сдвига усиле¬
ния тока в схеме с общим эмиттером. Хорошее приближенное
выражение для него было предложено Те Винкелем [1383]:
v = 0,22 + 0,098 In (Nbe/Nbc), где Nbe и Nbc— уровни легирова¬
ния базы вблизи эмиттера и коллектора соответственно.
Фактор качества /макс представляет собой частоту, при кото¬
рой однонаправленный коэффициент усиления по мощности
транзистора становится равным единице. Однонаправленный
коэффициент усиления по мощности представляет собой макси¬
мально достижимый коэффициент усиления по мощности тран¬
зистора в случае, если параметры обратной передачи равны
нулю и не зависят от конфигурации выходной цепи. На прак¬
тике, когда обратная передача нейтрализована внешними эле¬
ментами схемы, однонаправленный коэффициент усиления по
мощности нейтрализованного усилителя может быть больше
или меньше, чем максимально достижимый коэффициент усиле¬
ния исходного непейтрализованного устройства в зависимости
от того, как схема нейтрализации изменяет параметры исходной
ненейтрализованной схемы. Транзистор, безусловно, стабилен,
если схема приведена к однонаправленности.
3.4.2.1. Постоянная времени коллектора. Сравнивая зонные
диаграммы и профйли легирования, показанные на фиг. 3.7—3.9,
мы видим, что обедненная область вблизи коллектора одинакова
у всех устройств. Постоянная времени тс определяется формулой
/, = [2ятйД1 + v)]
Время задержки тес можно записать в виде
Т ес "Г ь + Те + Т + Tct
(3.33)
(3.32)
те - гсСИ
(3.34)
106
ГЛАВА 3
где гс — омическое сопротивление эпитаксиальной подложки,
Ci — емкость внутренней переходной области коллектора. При
вычислении параметров гс и С4 предполагается, что площадь
определяется размерами полосок эмиттера.
Время пролета через коллектор тsi дается выражением
xsl = WdI2vs1, (3.35)
где WD — толщина обедненного слоя коллектора, vsi — дрейфо¬
вая скорость насыщения в коллекторе. Для германия vsi =
= 6-106 см-с-1. Множитель 2 появляется в результате анализа
ограниченного скоростью дрейфа потока носителей через обед¬
ненный слой ■).
3.4.2.2. Время пролета через базу. Время пролета через базу
должно вычисляться отдельно для гетеропереходного и гомо-
переходного транзисторов. В случае однородного легирования
базы
xb = Wl/2D, (3.36)
где Wb — толщина базы, a D — коэффициент диффузии неоснов¬
ных носителей в базе.
Выражение для гь при наличии произвольного градиента
концентрации примесей нельзя получить в явной форме. Точный
расчет должен учитывать электрическое поле и зависимость D
от концентрации примесей. Обычно при расчете тъ типичная
функция ошибок, или гауссиан, аппроксимируется экспонентой.
Тогда профиль легирования выражается формулой
Nb = Nbeexp(-mx/Wb) (3.37)
m = In (Nbe/Nbc), (3.38)
где Nbe — концентрация примесей в базе вблизи эмиттера, а
Nbс — концентрация примесей в базе вблизи коллектора. В пред¬
положении, что D — константа, получаем
'cb = {W\lD){m-\)lm\ (3.39)
В последующем расчете под D будет пониматься величина
константы, соответствующая Nbe — наибольшей концентрации
в базе. В результате такого приближения вычисленное значе¬
ние хь будет больше, чем истинная величина, и оценка для ft —
заниженной.
Поскольку D уменьшается с увеличением степени легирова¬
ния базы, то хь возрастает, если гь уменьшается за счет усиле¬
ния легирования базы. В общем случае существует оптимальная
величина Nbe, соответствующая при заданных толщине базы
Л,) См. работу [1108], стр. 321.
ГЕТЫЧНПТ'ЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
107
и Nbc наименьшему времени пролета базы. В гомопереходных
транзисторах величина Ni,e должна быть достаточно низкой, что¬
бы обеспечить приемлемую эффективность инжекции. При
уменьшении толщины базы параметры для малых ть смещаются
в направлении больших значений Nbe-
Исследование выражения (3.31) для /макс показывает, что гь
играет существенную роль. На самом деле гь гораздо больше
влияет на величину /макс, чем ть, так как обычно ть составляет
лишь 10—15% величины тес. Отметим, однако, что дополнитель¬
ный фазовый множитель v также увеличивается с ростом гра¬
диента концентрации примесей в базе. На основании этих сооб¬
ражений для гетеропереходной структуры вводится понятие
оптимальной величины Nbe при заданных Wb и Nbc, дающей
оптимальную величину /макс. Полученное таким образом значе¬
ние тъ будет больше, чем наименьшее значение ть, которое можно
было бы получить при данных Wb и Nbc-
Эта идея не столь полезна при рассмотрении гомопереход¬
ных структур вследствие ограничений на Nbe, связанных с эф¬
фективностью инжекции. Пренебрегая влиянием легирования
на ть, но учитывая изменения v, можно показать, что оптималь¬
ный уровень легирования базы превышает 1020 см-3 для гетеро¬
переходных транзисторов рассматриваемой геометрии. Однако
в нашем рассмотрении величина Nbe принимается равной
5-1019 см-3, поскольку она более типична для изготовленных
нами транзисторов.
3.4.2.3. Постоянная времени эмиттера. Эмиттерное время за¬
держки те дается выражением
те = геСе, (3.40)
где дифференциальное сопротивление эмиттера ге равно
kT/gIe, Се — переходная емкость эмиттера; последовательное со¬
противление объема эмиттера не учитывается.
Вычисление емкости эмиттера осложняется в случае гомо-
,перехода тем обстоятельством, что обедненный слой захваты¬
вает область, где профиль легирования определяется ретроград¬
ной диффузией. На расчет может также повлиять значительный
■градиент концентрации примесей на переходе эмиттер — база.
■Когда это имеет место, величина Се частично определяется ли¬
нейным изменением концентрации вблизи перехода и ретроград¬
ным распределением на н’екоторой глубине в базе. В рассматри-
иаемой здесь гомопереходной модели переход эмиттер — база
■считается резким и рассматривается как ретроградный. Вели¬
чины Се определяются из кривых Натансона и Иордана [977]
.для экспоненциального распределения концентрации примесей
н базе.
108
Г.ПЛВА 3
При вычислении Се для легированного гетеропереходного
устройства используется формула для резкого перехода, одна
сторона которого сильно легирована. Обедненный слой захваты¬
вает объем эмиттера, и емкость определяется площадью эмит¬
тера Ае, напряжением на эмиттерном переходе и концентрацией
примесей в эмиттере. Формула для емкости имеет следую¬
щий вид:
Ce = Ae{zqNJ2V^)'h. (3.41)
Емкость гетеропереходного эмиттера будет гораздо меньше, чем
у гомопереходного устройства, главным образом благодаря раз¬
личию в уровнях легирования. Небольшое дополнительное пре¬
имущество связано с тем, что диэлектрическая проницаемость
GaAs меньше, чем у Ge. В рассматриваемых моделях величи¬
на Се в гетеропереходах составляет менее одной шестой от вели¬
чины для гомопереходов.
Для расчета ге и напряжения на эмиттере гетеропереходного
устройства должны быть известны прямые вольтамперные ха¬
рактеристики. В нашем исследовании предполагается, что ха¬
рактеристика имеет простую экспоненциальную форму
/ = /0ехр(— qV/i]kT), (3.42)
где принято г) = 1. В гетеропереходных транзисторах
GaAs — Ge, описанных Ядусом и Фойхтом [629], наблюдались
экспоненциальные характеристики с г) между 2 и 3. Ожидается,
что с улучшением технологии выращивания величина г) в фор¬
муле для характеристики переходов GaAs — Ge должна в конце
концов иметь то же значение, что и в случае гомопереходов.
Поэтому в наших расчетах предполагается, что г) и Еэфф имеют
ту же величину, что и в германиевом эмиттере.
Для вычисления величины хе гетеропереходного эмиттера
с ограничением пространственным зарядом (ОПЗ) восполь¬
зуемся анализом Шао и Райта [1254]. Они приводят следующую
формулу для полной проводимости ОПЗ-диода:
G = g + /|coC, (3.43)
где .
g=2IeIVe и С = eAJW Е.
Это выражение справедливо, если
f < 1/2ntr, где tr =-|- W2E/ixVe.
Величина xe определяется соотношением
хе = 3C/4g = 3AeV l&W Е1. (3.44)
ГКТЫ’ОПГ.РЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
109
Выражение для тока, ограниченного пространственным зарядом,
при отсутствии ловушек имеет вид
/е = jeii AeVtlwl
Подставляя это выражение в формулу (3.46), имеем
*.=тП/^.=*г/4' (3-45)
Точность расчета можно проверить, сравнив полученную ве¬
личину те с произведением гС, найденным Бройдо [178] путем
точных вычислений. Согласно его результатам,
rC = trln ~ trl3 для со^г - я,
rC = 3tr/2n ~ tr/2 для air - 2я.
Считается, что можно пользоваться величиной ^г/4, так как ис¬
пользуемые на практике устройства обычно работают на часто¬
тах ниже ft < (2я^)~‘. Если это не так, то в качестве вели¬
чины Те можно подставить tr/3 или trl2. Вытекающие отсюда
следствия будут рассмотрены ниже в связи с численными рас¬
четами.
3.4.2.4. Вычисление гьСс. Вычисление произведения ГьСс про¬
водится относительно просто, если не нужно учитывать сопро¬
тивление базового контакта. Формула для гь для случая одно¬
родной плотности тока через площадь эмиттерной полоски имеет
вид
rb = Rsbedel\2L, (3.46)
где Rsbe — сопротивление слоя базы под эмиттером, de — ширина
полоски эмиттера, L—длина полоски эмиттера. Емкость кол¬
лектора выражается простой формулой
Сс = Ci = tAJW D (3.47)
в том случае, если не учитываются паразитные емкости пла¬
стины.
Арнольд и Притчет [94] получили выражение для произведе¬
ния гьСс в том случае, если нельзя пренебречь сопротивлением
базового контакта в полосковой геометрии; их расчет иллюстри¬
руется фиг. 3.10. Это произведение дается формулой
гъСс = гко«тСы + J rsCs + r'bClt (3.48)
где полная емкость коллектора Cct представляет собой сумму
Са + С{ + Cs, a rs и Cs суть сопротивление и емкость области
между полосками. Сопротивление гь равно rbe -f- rs, а С* — ем¬
кость области коллектора, находящейся под эмиттером.
110
ГЛАВА 3
Множитель 2 в произведении rsCs обусловлен распределенным
характером сопротивления и емкости.
Сопротивление контакта рассчитывается по формуле
1/Гконт = LB {gi/Rsb)'12 th db (Rsbgi)'k, (3.49)
где Rsb — сопротивление диффузионного базового слоя в об¬
ласти между полосками, db — ширина базового контакта, g{ —
проводимость граничного слоя в расчете на единицу площади
В Е В
I г
I I
I I
k L
S
N
Zrs Zrbe
vVvVvVvVA Wv-
z
’©
Zrbe Zrs
—VV'—“^/'АЛЛАЛЛА
iZr-o
.Cl_
’ z
_£i_
' Z
^Базовый "|
\коктакт i
"i.Эмиттер г"
i I
Г'Базовый (
i контакт
Д иффузионная баж_
Коллектор
Эпитаксиальная подложка
Фиг. 3.10. Разрез и эквивалентная схема транзистора с полосковой гео¬
метрией [765].
базового контакта (Ом-1-см-2), LB — эффективная длина базо¬
вой полоски. Для рассматриваемой геометрии эффективная
длина базы в 3—4 раза превышает длину одной полоски (L).
В настоящих расчетах предполагалось, что эффективная длина
базы равна 3L.
Из рассмотрения геометрии устройства очевидно, что вели¬
чина г копт может быть существенной вследствие большой вели¬
чины Сс. Другой важной частью гьСс является произведение
гЬеСи поскольку Rsbe будет весьма велико по сравнению с Rsb.
Для наших целей RSb и Rsbe можно вычислить, если известен
диффузионный профиль.
ГЕТЕРОПНЕСХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
111
Величина g{ может быть найдена только из эксперимента.
В приводимых ниже расчетах использовались значения git рав¬
ные 7,75-105 Ом_,-см 2. Эта величина подходит для низкоомных
контактов на п-Ge, полученных комбинацией слоев Cu, Ti и А1
[125]. Хотя для р-Ge использовалась та же величина, можно
ожидать, что g{ будет меньше для контактов на p-Ge, таких, как
алюминий, чем для контактов на п-Ge.
3.4.3. Расчеты для модели, в которой пренебрегают
Сопротивлением базового контакта
Сопротивление базового контакта является в настоящее
время существенной частью произведения гьСс в высокочастот¬
ных транзисторах. Этот вклад, однако, примерно такой же, как
и для произведения f'bCt. Один из результатов сильного легиро¬
вания базовой области гетеропереходного устройства состоит
в том, что гье уменьшается (в нашем примере в 6 раз). Транзи¬
сторная технология развивается в направлении изготовления
транзисторных структур с очень малым сопротивлением базо¬
вого контакта. Поэтому в расчетах частотных свойств трех тран¬
зисторных моделей, показанных на фиг. 3.7—3.9, с использова¬
нием геометрии эмиттерной области, изображенной на фиг. 3.11,
не учитывались сопротивление базового контакта и паразитные
сопротивления и емкости области между полосками.
Структурные детали транзисторных моделей указаны
в табл. 3.1.
В табл. 3.2 приведены значения уровней легирования, вели¬
чин смещения и вычисленных параметров, обеспечивающих
частоту fMаКС; видно, что в обоих гетеропереходных транзисто¬
рах fMакс вдвое больше, чем у гомопереходного транзистора.
Это преимущество достигается в легированном гетеропереход-
ном устройстве при той же плотности тока эмиттера. Интересно
ТАБЛИЦА 3.1
Детали трех моделей транзистора
Толщина базы Wb
Толщина обедненного слоя коллектора WD
Площадь эмиттера
Удельное сопротивление эпитаксиальной
0,1 мкм
1,0 мкм
90 мкм2
0,01 Ом • см
подложки
Концентрация примесей в коллекторе
Напряжение па коллекторе
Толщина ОПЗ-эмиттера
Подвижность в ОПЗ-эмиттере
5". 1015 см-3
5 В
0,5 мкм
5000 см2-В-1 - с-1
112
ГЛАВА 3
отметить, что в ОПЗ-устройстве то же преимущество достигается
при токе /е, составляющем лишь 20% эмиттериого тока гомо-
переходного устройства.
Следовательно, коэффициент усиления по мощности на высоких
частотах гетеропереходного транзистора будет примерно в 4 раза
больше, чем у эквивалентной гетеропереходной структуры.
Поперечный, разрез
Фиг. 3.11. Геометрия микроволнового транзистора.
Все размеры в микронах 1765J.
Величина коэффициента усиления по мощности в условиях
однонаправленности определяется формулой
t/ = [/макс/Я2- (3.50)
Сравнение компонент тес и величин гь для гомопереходного
и гетеропереходного транзисторов показывает, что уменьше¬
ние гь, безусловно, — наиболее важный фактор, определяющий
преимущества гетероперехода. Для рассматриваемой модели
выигрыш, связанный с гь, составляет 3,8, тогда как уменьше¬
ние тсс, обусловленное почти семикратным уменьшением емкости
эмиттера/составляет только 20%. Вследствие влияния фазового
множителя v величины ft должны быть почти одинаковыми. Оче¬
видно, что лимитирующей компонентой в ft является время про¬
лета через коллектор тsi, которое зависит от толщины коллек¬
торного обедненного слоя и дрейфовой скорости насыщения.
ГЕТПРОПГ.РЕХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
113
Теперь можно исследовать сделанные ранее предположения
относительно времени задержки эмиттера и уровня легирования
ОПЗ-эмиттера. Напомним, что, как это обсуждалось в
ТАБЛИЦА 3.2
Схемные параметры и времена задержки трех идеализированных моделей
транзисторов
Ge-гомопереход
Гетеропереход
с легированным
эмиттером
Гетеропереход с
ОПЗ-эмиттером
Nbe, см-3
2- 101в
5- 1019
5- 1019
Nbc, см-3
5- Ю15
5- 1015
5- 10'5
1е, мА
б
5
0,930
! е, А • см-2
5560
5560
1030
Ve, в
Концентрация при¬
месей в эмитте¬
0,35
0,35
0,15
ре, см-3
~Ю20
5- 1016
< 1014
m
5,99
9,2
9,2
D, см2с-1
11
5,4
5,4
Rsbe, Ом
1250
330
330
гь, Ом
7,3
1.9
1,9
Се, пф
0,013
0,013
0,013
г с. Ом
111
111
111
Се, пФ
0,668
0,098
—
ге. Ом
5,2
5,2
—
V
0,81
1,12
1,12
ть, пс
1,26
1,74
1.74
Тс, ПС
1.41
1,41
1,41
Xsh ПС
8,34
8,34
8,34
Xgt ПС
3,47
0,51
1,11
Т>ес* ПС
14,48
12,00
12,60
ft. ГГц
6,1
6,26
6,04
/макс, ГГц
50,6
100,4
98,6
разд. 3.4.2.3, на очень высоких частотах величина те возрастает.
Угол пролета, соответствующий 98,6 ГГц, равен
<atr = 2я(9,86- 1010) (4,44 • 10-12) = 2,75 < я.
Таким образом, более точное значение те при работе вблизи
/макс есть tr/3 = 1,48 пс. Это, однако, существенно не меняет
величину /макс-
Для преобладания тока, ограниченного пространственным
зарядом, необходимо, чтобы концентрация примесей в эмиттере
Н4
ГЛАВА 3
составляла менее одной десятой части плотности запасенного
в эмиттере заряда. В этом случае величина концентрации леги¬
рующей примеси должна равняться
Ne <^ QJq = -]V JJr№, = 2,9 • 1014 см-3.
3.4.4. Расчеты для модели,
учитывающей сопротивление базового контакта
Хотя идеализированные гетеропереходные транзисторы, опи¬
санные в предыдущем разделе, очевидно, обладают преимуще¬
ствами по сравнению с гомопереходными устройствами, ясно
также, что эти преимущества будут до некоторой степени обес¬
ценены за счет сопротивления базового контакта. Для исследо¬
вания этой проблемы можно вычислить (с учетом сопротивле¬
ния контактов) величины /макс для наших трех транзисторных
моделей с геометрией, показанной на фиг. 3.11. В табл. 3.3 све¬
дены исходные значения параметров и результаты расчетов.
Все другие параметры те же, что и в табл. 3.2.
Видно, что присутствие сопротивления базового контакта
почти полностью ликвидирует преимущества гетеропереходных
транзисторов. Оставшиеся преимущества составляют 8% отно¬
сительно /макс и 17% относительно коэффициента усиления по
мощности. В последней строке табл. 3.3 приведены результаты,
полученные в предположении о том, что сопротивление контакта
составляет одну десятую первоначально использованной вели¬
чины. Преимущества гетеропереходных устройств возрастают
до 17% для /макс и 38% Для коэффициента усиления по мощ¬
ности.
Такой расчет величины /макс с учетом влияния сопротивления
базового контакта показывает, что в настоящее время геомет¬
рия является основным фактором, определяющим частотные
свойства микроволновых транзисторов. Сама величина ft прак¬
тически достигла своего предела с развитием эпитаксиальной
технологии получения коллектора. Время пролета коллектора
для заданного материала ограничено процессами лавинного про¬
боя. Отсюда очевидно, что преимущества гетеропереходных
устройств, обусловленные низкими базовыми сопротивлениями,
будут реализованы лишь в том случае, если удастся разрабо¬
тать устройства с подходящей геометрией.
Бидл и др. [125] исследовали влияние сопротивления кон¬
такта, а также ширины полосок и расстояния между ними на
частотные свойства германиевого устройства, весьма сходного
с одним из рассмотренных здесь. Проведенные ими измерения
показали, что простая формула для /маКс верна с точностью при¬
мерно 15%, если и эквивалентной схеме учтены паразитные
ГЕТГ.РОП1 14 ХОДНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
115
сопротивления и емкости пластины. В данном расчете они
учтены. В качестве примера специальной процедуры, направлен¬
ной на уменьшение сопротивления диффузионного слоя базы
между эмиттерпыми и базовыми полосками, указанные авторы
ТАБЛИЦА 3.3
Схемные параметры и времена задержки трех моделей
транзисторов с учетом контактного сопротивления
Ge-гомопереход
Легированный
гетеропереход
ОПЗ-гетероперехол
Rsbe, Ом
1250
330
330
Rsb, Ом
115
115
115
gl. Ом-1 ■ см-2
7,75- 105
7,76 • 105
сл
о
сл
г КОНТ» Ом
2,3
2,3
2,3
CcU пФ
0,13
0,13
0,13
rs, Ом _
6,4
6,4
6,4
Cs, пФ
0,029
0,029
0,029
г'ь. Ом
13,6
8,3
8,3
Ci, пФ
0,013
0,013
0,013
г КОНТ» СсЬ пс
0,299
0,299
0,299
V2 rsCs, пс
0,093
0,093
0,093
r'bCt, пс
0,177
0,108
0,108
гьСс, пс
0,569
0,5
0,5
ПС
14,48
12,00
12,6
ft, ГГц
6,1
6,26
6,04
/макс» ГГц
20,7
22,3
21,8
Для гконг, умень¬
шенного в 10 раз:
/макс» ГГц
29,4
34,5
33,8
использовали дополнительную диффузию большой концентрации
примеси во время цикла вплавления эмиттера. Применение та¬
кого приема в нашем гомопереходном устройстве привело бы,
вероятно, к тому, что свойства трех типов транзисторов, рас¬
сматриваемые с учетом всех паразитных емкостей и сопротивле¬
ний, оказались бы примерно одинаковыми.
За счет различия в технологии получения гомопереходных и
гетеропереходных транзисторов толщина диффузионной области
между эмиттерными и базовыми полосками больше в гомопере¬
ходном транзисторе. Это связано с тем, что в процессе вплавле¬
ния алюминия, когда образуется гомопереходный эмиттер, при¬
месь проникает примерно на половину толщины диффузионного
слоя базы. С другой стороны, предполагается, что гетеропере-
ходный эмиттер наносится эпитаксиальным методом на поверх¬
116
ГЛАВА 3
ность диффузионного слоя базы. В гетеропереходном устройстве
можно осуществить геометрию вплавного гомопереходного эмит¬
тера, если проводить наращивание эмиттера в выемке, вытрав¬
ленной на поверхности базы.
3.4.5. Заключение
Факторы качества германиевого гомопереходного транзисто¬
ра, гетеропереходного транзистора с легированным эмиттером и
гетеропереходного транзистора с ОПЗ-эмиттером вычислены и
сопоставл-ены для эквивалентной геометрии, близкой к той, ко¬
торая характеризует современное состояние технологии. Пока¬
зано, что в пренебрежении паразитными сопротивлениями и
емкостями пластины предельная частота и коэффициент усиле¬
ния по мощности гетеропереходных транзисторов будут соответ¬
ственно в два и четыре раза больше, чем у гомопереходных.
С учетом паразитных емкостей и сопротивлений пластины свой¬
ства всех трех типов транзисторов примерно одинаковы. Это
означает, что для того, чтобы гетеропереходные транзисторы
приобрели ощутимые преимущества по частоте перед гомопере-
ходными транзисторами, необходим технологический прогресс
в области контроля геометрии транзистора, направленный на по¬
лучение очень малых ширин линий в соединении с более совер¬
шенными структурами базового контакта.
Это рассмотрение касалось только частотных свойств. Харак¬
теристики гетеропереходных транзисторов как оптических дат¬
чиков подробно не обсуждались. Однако возможно, что в этой
области можно достичь существенных преимуществ перед гомо-
переходными устройствами даже при современной технологии
изготовления контактов.
Глава 4
Изотипные(п—п, р—р)
гетеропереходы
4.1. Введение
В « — «-гетеропереходе энергетический барьер в зоне проводи¬
мости определяется разностью величин электронного сродства
двух полупроводников (поскольку АЕС = %2 — хО и уровнями
легирования, поскольку они определяют положение краев зон
по отношению к общему для обоих полупроводников (при нуле¬
вом смещении) уровню Ферми. На фиг. 4.1, а показана типич¬
ная диаграмма энергетических зон, где в зоне проводимости
существует барьер VD}, препятствующий движению электронов
из области 2 в область 1. Аналогично в р — /2-гетеропереходе
в валентной зоне может существовать барьер, препятствующий
движению дырок, как это показано на фиг. 4.1,6. Таким обра¬
зом, обе эти структуры могут действовать как выпрямители.
Инжекция неосновных носителей отсутствует и устройства
должны обладать малым временем включения, ограниченным
величиной гС. Исследования таких структур проводились преиму¬
щественно на « — «-переходах, поскольку проблема омических
контактов для исследованных материалов менее серьезна, чем
для р — р-переходов. По этой причине последующее рассмотре¬
ние относится в основном к « — «-переходам, хотя большинство
рассуждений можно легко трансформировать для случая
р — р-переходов.
Величина энергетического разрыва в « — «-переходах Ge—Si,
согласно данным об электронном сродстве, должна быть весьма
малой: АЕС = 0,12 эВ (4,13 — 4,01 эВ, см. табл. 1.2).
Для перехода Ge—GaAs разрыв Д£с должен составлять
0,06 эВ, согласно табл, 1.2, или 0,11 эВ, как это следует из
измерений на гетеропереходах « — р Ge — GaAs (разд. 2.4). Од¬
нако величины электронного сродства не известны так досто¬
верно, как это может показаться из табл. 1.2, и при определе¬
нии разности двух величин неточность может быть существен¬
ной. Более того, присутствие состояний на границе раздела
может оказать решающее влияние на свойства барьеров в
« — «-гетеропереходах.
В гетеропереходах, изготовленных из двух полупроводников
с различными постоянными решетки, на границе раздела будут
возникать дислокации, компенсирующие различие в постоянных
118
ГЛАВА 4
решетки. В предположении о том, что оба полупроводника об¬
ладают решеткой типа алмаза и что эпитаксиальное выращива¬
ние проводится на плоскости (111), плотность «болтающихся»
связей (число неспаренных ковалентных электронов на 1 см2)
выражается формулой [1014, 588, 342]
Л^0В = (4//з)(аГ2-а2-2), (4.1)
где а| и аг — размеры граней кубических элементарных ячеек
двух полупроводников. В случае эпитаксии на плоскости (110)
или на плоскости (100) эта плотность соответственно в Y3U и
•Фиг. 4.1. Диаграммы энергетических зон изотнпных гетеропереходов.
о— п—rt-гетеропереход, барьер для тока находится в зоне проводимости; б — р—рте-
теропереход, барьер для тока находится в валентной зоне [68].
И30ТИПМЫЕ (n-n. p - p) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
119
\f3 раз больше. В табл. 4.1 представлены вычисленные значения
Ndb для некоторых важных гетеропереходных пар.
Предполагается, что отдельные «болтающиеся» электроны не
спарены. Естественно предположить, что электрон, спаренный
с одним из этих «болтающихся» электронов, будет обладать
ТАБЛИЦА 4.1
Плотности «болтающихся» связей NDg в гетеропереходах
Гетеропереход и
параметры решетки
Плос¬
кость
Число
«болтаю*
щнхся»
связей.
_9
см "
Гетеропереход н
параметры решетки
Плос¬
кость
Число
«болтаю¬
щихся»
связей,
см-2
Ge—GaAs,
(111)
1,2-
10-2
GaP—Si
(111)
5,6- 1012
AlAs—GaAs
(110)
1,4 ■
10 2
5,4506 А; 5,431 А
(110)
6,9- 1012
5,658 A; 5,6535 A
(100)
2,0-
1012
(100)
9,7- 1012
ZnSe—Ge
(111)
2,3 ■
Ю!2
Ge—Si
(111)
О)
60
о
5,667 A; 5,658 A
(110)
2,8-
1012
5,658 А; 5,431 А
(110)
7,5- Ю13
(100)
4,0-
1012
(ЮО)
1,1 • 1014
ZnSe—GaAs
(111)
3,4-
1012
5,667 A; 5,653 A
(110)
4,1 •
1012
(100)
5,9-
1012
меньшей энергией, чем свободный электрон в зоне проводимо¬
сти. Однако его энергия будет, вероятно, больше, чем у электро¬
нов в заполненной валентной зоне. Поэтому предполагается, что
энергия электрона, присоединившегося к неспаренному электро¬
ну с образованием «болтающейся» пары, оказывается где-то
в запрещенной зоне. Атом с неспаренным электроном может
также действовать как донор. Отдельный «болтающийся» элек¬
трон связан слабее, чем валентный электрон, но его энергия
меньше, чем у свободного электрона в зоне проводимости. На
основании таких рассуждений предполагается, что на границе
раздела полупроводникового гетероперехода будут существо¬
вать акцепторы, расположенные в верхней части запрещенной
зоны, и доноры, расположенные в нижней части.
Бардин [119], исследовавший контакты металл — поверхност¬
ное состояние — полупроводник, показал, что при плотности
поверхностных состояний примерно 1013 см-2 или выше металл
начинает играть второстепенную роль в определении свойств
перехода. Если те же соображения справедливы в нашем слу¬
чае, то можно ожидать, что состояния ма границе раздела бу¬
дут играть решающую роль в определении вида диаграммы
120
ГЛАВА 4
энергетических зон гетеропереходов Ge—Si и в то же время ока¬
зывать лишь второстепенное влияние на свойства гетеропереходов
Ge—GaAs. Однако, хотя состояния на границе раздела, воз¬
можно, и не влияют существенно на зонную структуру гетеро¬
переходов Ge—GaAs, они все же могут определять механизм
переноса тока в переходах п — р Ge—GaAs, как это обсужда¬
лось в гл. 2.
Состояния на границе раздела обычно рассматриваются как
состояния, локализованные в одной бесконечно тонкой области
(плоскости), и поэтому только суммарный заряд, находящийся
на этих состояниях, будет влиять на диаграмму энергетиче¬
ских зон.
Однако не исключено, что дефекты на границе раздела будут
создавать два набора локальных состояний, по одному в каж¬
дом веществе. Тогда на границе раздела может возникнуть
электрический диполь, подобный тому, который существует на
контактах металл — полупроводник в том случае, если на хими¬
чески обработанной поверхности полупроводника плотность по¬
верхностных состояний велика (см. табл. 6.4). Электрический
диполь создает квазиразрыв электростатического потенциала,
т. е. разность электростатических потенциалов на протяжении
нескольких постоянных решетки. Любые барьеры, связанные С
диполем, будут иметь такую же толщину, и ими можно прене¬
бречь вследствие большой вероятности туннелирования. Следо¬
вательно, электрический диполь вызывает тот же эффект, что и
различие в энергии электронного сродства. В зависимости от
величины диполя диаграмма энергетических зон будет в мень¬
шей степени определяться различием в величинах работы выхо¬
да и в большей степени — технологией изготовления и условия¬
ми легирования.
Мы пренебрегаем другими возможными эффектами на
п—л-поверхности раздела, такими, как квантовомеханическое
отражение, сегрегация примесей и эффекты, связанные с горя¬
чими носителями.
В табл. 4.1 указано минимальное число неспаренных атомов
на резкой границе раздела гетероперехода. В случае не рез¬
кого, а постепенного перехода требуемое число «болтающихся»
связей не уменьшается. Таким образом, число дислокаций за¬
метно не меняется. Это можно легко представить себе на при¬
мере губчатой резины с постепенно увеличивающимся разме¬
ром пор.
Возможно также, что в химически резком гетеропереходе
постоянная решетки плавно изменяется, т. е. дислокации «раз¬
мазываются». Вычисления, выполненные для систем с сильно
различающимися постоянными решетки [1014], показывают, что
после наращивания очень немногих слоев возникновение дислр-
М30Т1II111l.lI- (n-n,p — p) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
121
каций на границе ра.чдела становится энергетически более вы¬
годным, чем рост однородно напряженного в плоскости слоя
с постоянной решетки подложки. В частности, если выращива¬
ние производится на плоскости (111), то можно ожидать, что
в переходах Ge—Si дислокации начнут образовываться в на¬
ращенном слое или па границе раздела после выращивания слоя
толщиной примерно 15 А. В переходах Ge—GaAs эта цифра
достигает 2000 А. Отметим, что в переходах Ge—Si (различие
в постоянных решетки ~4%) дислокации образуют стенку в
пределах любого обедненного или обогащенного слоя.
Морфологию дислокаций в растянутых гетеропереходах
GaAsi-xA, изучали Абрахамс и др. [5] методами просвечиваю¬
щей электронной микроскопии. Образование гетероперехода,
резкого или растянутого,
«...приводит к возникновению не только набора дислокаций
несоответствия, лежащих в плоскости роста, но и к существова¬
нию наклонных дислокаций П\, которые распространяются через
растущие кристаллы. Это обусловлено тем, что дислокации не¬
соответствия сегментированы, и, поскольку они не могут закон¬
читься в кристалле, они должны изгибаться вверх, пересекая
плоскость выращивания. Величина ti\ остается постоянной во
всем кристалле, поскольку дополнительные дислокации несоот¬
ветствия решетки не образуются, так как наклонные дислокации
могут изгибаться в направлении к последовательно образую¬
щимся плоскостям или от них.
Обнаружено, что эти наклонные дислокации будут распро¬
страняться через область постоянного состава в растянутый
гетеропереход, и это существенно при изготовлении устройств.
Таким образом, чтобы уменьшить величину щ, следует умень¬
шить градиент состава на гетеропереходе, поскольку недоста¬
точно лишь вырастить дополнительное вещество постоянного
состава. В системе GaAsi-ХРХ величина п\ уменьшается от 4-107
до 106см-2 при уменьшении градиента содержания фосфора от
5% на 1 мкм до 0,2% на 1 мкм. Видно также, что плотности дис¬
локаций могут быть весьма велики: на порядки величины больше,
чем в подложке.
Наконец, наши данные указывают, что дислокации несоответ¬
ствия представляют собой комбинацию чисто краевых и смешан¬
ных. Это влияет на взаимодействие, которое имеет место при
пересечении двух дислокаций, и в результате дислокации ка¬
жутся изогнутыми вперед и назад в плоскости. Возможны три
случая: 1) взаимодействие не возникает, 2) взаимодействие уст¬
раняет пересечение, 3) образуется тройной узел. Обнаружено,
что реализуются все три случая» ‘).
‘) Выдержка из работы Абрахамса и др. [5].
122
ГЛАВА 4
4.2. Диаграмма энергетических зон п — п-перехода
при наличии состояний на границе раздела
Рассмотрим переход п — п Ge—Si, однородно легированный
примесями с концентрацией 3-1017 см-3. Если электронное срод¬
ство у германия больше, чем у кремния, примерно на 0,12—
0,18 эВ1), то диаграмма энергетических зон для случая равно¬
весия в отсутствие состояний на границе раздела имеет вид,
изображенный на фиг. 4.2. (
Вид зонной диаграммы определяется требованием равенства
нулю суммарного заряда. В отсутствие заряда на границе раз¬
дела из обычного граничного условия Шоттки следует, что для
непрерывности электростатического потенциала ф в зоне про¬
водимости должен существовать разрыв, равный разности энер¬
гий электронного сродства двух веществ. Положительный заряд
обедненного слоя (Si) лишь компенсирует отрицательный заряд
обогащенного слоя (Ge).
Если же^юднако, имеются состояния на границе раздела, то
энергетические зоны на границе раз-дела могут двигаться вверх
или вниз в соответствии с величиной заряда, связанного с на¬
личием (или отсутствием) электронов на Состояниях на границе
раздела. Разрыв зоны проводимости по-прежнему равен разно¬
сти энергий электронного сродства, однако высота края зоны
проводимости над уровнем Ферми на границе раздела опреде¬
ляется в основном состояниями на границе раздела. В качестве
примера на фиг. 4.3, а показана диаграмма энергетических зон
того же перехода Ge—Si, что и на фиг. 4.2, но с распределением
состояний на границе раздела, подобным тому, которое имеет
место на свободной поверхности Si. Видно, что по обеим сторо¬
нам перехода имеются обедненные слои, что возможно благо¬
даря акцепторной природе состояний на границе раздела. На
фиг. 4.3,6 изображена диаграмма энергетических зон перехода
Ge—Si с теми же значениями % и тем же распределением со¬
стояний на границе раздела, что и на фиг. 4.3, а, но с уровнем
легирования 1019 см-3 для Ge и 1014 см-3 для Si. Случай, изобра¬
женный на фиг. 4.3, в, аналогичен предыдущим с той разницей,
что уровень легирования составляет 1014 см-3 для Ge и 1019 см~3
для Si.
Выбор определенного распределения состояний на границе
раздела не очень важен; любой плотный набор состояний на
границе раздела вблизи или ниже середины запрещенной зоны
Si создает вблизи перехода двойной обедненный слой. Устрой¬
ства п — п или р — р с двойным обеднением могут приводить
') Разность величин электронного сродства 0,18 эВ согласуется с изме¬
рениями фотоэмиссии, выполненными Алленом и Гобелн [51] и Ханнема-
ном [530].
Нулевой.
уровень
qrjr
~4t
SI Wj,=J*/0
IT
Ev
_X"
-4~
J
'■Ge
Ge N„=3-10
11
Фиг. 4.2. Диаграмма энергетических зон гетероперехода п — п Ge—Si в усло¬
виях равновесия в пренебрежении эффектами, связанными с состояниями
на границе раздела [1019].
Ес.
Ef
ь
SI Ыв=1,0-10ь
Ge NB=t,0'f0®
Фиг. 4.3. Равновесные диаграммы энергетических зон гетеропереходов га — п
Ge—Si с учетом состояний на границе раздела.
а —одинаковое легирование: 3-1017 см-3; б—легирование; SI —10й, Ge —1019; в —леги¬
рование: SI — 10й, Ge—10" (1019].
124
ГЛАВА 4
к выпрямлейию или насыщению в обоих направлениях, подобно
двум диодам металл — полупроводник с соединенными металли¬
ческими контактами. В самом деле, структура, в которой весь
ток проходил бы из одного полупроводника на состояния на
Фиг. 4.4. Диаграммы энергетических зон и потоки электронов в п — п-гете.
ропереходе с учетом состояний па границе раздела [1019].
границе раздела и затем в другой полупроводник, была бы не¬
отличима от двух последовательно соединенных контактов ме¬
талл — полупроводник. Однако -мы1- ишжлы учитывать, что в
д — n-структуре ток может течь из одного полупроводника в
другой, не будучи в равновесии с состояниями на границе раз¬
дела.
Основные свойства д — д-гетеропереходного устройства
Можно проиллюстрировать при кинетическом рассмотрении.
Предполагается, что длина свободного пробега носителей вели¬
ИЗОТИПНЫЕ (л - г., р- р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
125
ка, а отклонения от равновесия малы, эффекты туннелирования
и изображения не учитываются. На фиг. 4.4 показана диаграмма
энергетических зон п — n-гетероперехода с увеличенной об¬
ластью вблизи границы раздела. Предполагается, что состояния
на границе раздела находятся в тонком слое, заключенном ме¬
жду двумя обедненными областями. На фиг. 4.4, a F\S и F2S
обозначают эмиссионные потоки с состояний на границе раздела
в объемные области. Эмиссионные потоки Fi и F2 из объема
к барьерам даются формулами
(4.2)
F2 = j с,п,, (4.3)
где ti\ и п2 — концентрации свободных электронов, a Ci и с2 —
средние тепловые скорости электронов в областях / и 2. Рас¬
пределение напряжений в структуре и некоторые другие пара¬
метры указаны на фиг. 4.4,6. Напряжения V\ и V2 представляют
собой уменьшение потенциальных барьеров в областях 1 и 2.
Величины F\ и F2 обозначают доли Fi и F2, относящиеся к
электронам, энергия которых достаточна для преодоления барье¬
ров в областях 1 или 2. Поэтому, задаваясь статистикой Больц:
мана, имеем
F[ = Ft exp [— q{VDt — V\)/kT], (4.4)
F'2 = F2exp[-q(VD-V2)lkT]. (4.5)
Полное «падение напряжения на переходе» Va = V] — V2; Ri и
R2 — коэффициенты отражения потоков F[ и F2 на границе раз¬
дела; см и а2 — коэффициенты пропускания состояниями на
границе раздела потоков (1 — R\)F[ и (1 — R2) F2. Эмиссионные
потоки с состояний на границе раздела F\S и F2S предполагаются
постоянными, не зависящими от напряжения смещения. Для
очень плотного набора состояний на границе раздела F\S и F2S
практически постоянны и слабая зависимость этих величин от
напряжения смещения не меняет основные черты вольтампер-
ных характеристик.
При таких предположениях можно показать [1019], что
[exp (qVJkT) — 1]/[ехр(^1/1/А7’)— 1] = а2(1 — а,)/а,(1 —а2). (4.6)
Из (4.6) и при условии
Va » (kT/q) In [{а, (1 - а2)/а2 (1 - а,)} + 1]
получаем, что ток будет стремиться к насыщению при величине
F « Fi ехр(— qVDJkT) (1 — tfi)[{cii (1 — a2)/<X2(l — сц)} + сц]. (4.7)
При смещении противоположной полярности, если
— Va > (A77<7)in[(a2(l — a,)/a, (1 — a2)j + 1],
126
ГЛАВА 4
то аналогично величина тока насыщения равна
- F2exp(— qVDJkT) (1 — /?г)[ (аг(1 — ai)/cti (1 — a2)] -f a2]. (4.8)
Формула (4.7) дает величину тока насыщения для положитель¬
ных значений Va, а форму¬
ла (4.8) — для отрицатель¬
ных.
При использовании этих
формул необходимо знать
ai, а.2, Ri и R2. Хотя эти ве¬
личины нелегко определить,
можно заключить, что если
коэффициенты пропускания
состояниями на границе
раздела ai и а2 малы, то
предполагаемые характе¬
ристики устройства будут
такими же, как у двух по¬
следовательно соединенных
диодов металл — полупро¬
водник.
Для структуры с диа¬
граммой энергетических зон,
аналогичной изображенной
на фиг. 4.3, а, ожидаются
характеристики с двойным
насыщением (здесь термин
«насыщение» употребляется
в широком смысле для ярко
выраженной сублинейной
зависимости тока от напря¬
жения). Однако весьма
вероятно, что в структуре
с энергетическими зона¬
ми, изображенными на
фиг. 4.3, б или 4.3, в, не бу¬
дет наблюдаться двойное
насыщение. В сильно ле¬
гированной части не может
возникать падения обратно¬
го напряжения, поскольку
в таком случае начнется туннелирование. В устройстве, изобра¬
женном на фиг. 4.3, б, выпрямление будет происходить только
на диоде Si — граница раздела, а в случае фиг. 4.3, в — на дио¬
де Ge — граница раздела.
1, мА ,
I, мА
0,04
I 1
/ 1 1 1 1
-/ГГ,
-оа^/
0,1В -0,4
0,4 В
-0,04
-4
—
^ а
-
t I, м А
I, мА
0,08
1 1
-1 0,4
( 1 1 ^ li
L
-0,4 )
0,4 В ~40^у
40В
~^0,04
-0,4
““
б
-
I, мА
I, мА
-0,1
1 1
/ГГ. 1 1
*-<\ а-
-0,2 /
о,гв -1
1В
—0,1
— 0,4
1
в
■*
Фиг. 4.5. Вольтамперные характеристики
гетеропереходов п — п Ge—Si.
16 Г, О Uf> Ю17
а—4-10‘° сМ-3
б-Ю18 см-3
„16
Ge
Ge
на
1.2-10
14
СМ
см"
,0 Si;
3 SI;
в — 3.5-1010 см“° Ge на 5-I0iW см*-0 SI. Поло¬
жительное напряжение соответствует полот
жительному потенциалу иа германиевой сто¬
роне перехода [1019].
И30ТИГ111Ы1: in - л, p-p) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
127
Олдхем вырастил переходы п — п Ge—Si, нанеся Ge мето¬
дом йодного транспорта па поверхность Si, сколотую непосред¬
ственно в установке. На фиг. 4.5 приведены типичные характе¬
ристики для трех комбинаций уровней легирования, которые
приближенно соответствуют энергетическим диаграммам фиг. 4.3.
Как и ожидалось, характеристики диода, изображенные на
фиг. 4.5, а, обнаруживают насыщение в обоих направлениях,
а полярность напряжения, соответствующая пропускному на¬
правлению, меняется при переходе от диода 4.5,6 к диоду 4.5, в.
Высоты барьеров были оценены двумя методами: 1) сравнением
измеренной плотности тока с теоретической (в предположении
о том, что величина а мала), 2) измерением энергии термиче¬
ской активации при обратном смещении. Как видно из диодных
формул (4.7) и (4.8), если к устройству приложено большое на¬
пряжение (насыщение в любом направлении), то основная тем¬
пературная зависимость тока при постоянном смещении обус¬
ловлена экспоненциальной зависимостью концентрации носите¬
лей на границе раздела от величины —qVD/kT. Таким образом,
зависимость In / от qjkT изображается прямой линией с накло¬
ном — VD-
В п — «-устройствах высоты барьера в Si лежат в пределах
0,46—0,56 эВ и в Ge — в пределах 0,36—0,48 эВ. Несмотря на
значительный разброс данных, оба метода определения высоты
барьера дают результаты, согласующиеся в пределах ошибок.
Разность энергий электронного сродства может быть определена
непосредственно на устройствах с двойным насыщением. Сред¬
няя величина разности оказалась равной 0,15 эВ для измерений
плотности тока и 0,16 эВ для измерений термической энергии
активации.
Олдхем [1014] вырастил также гетеропереходы р — р Ge—Si
и наблюдал двойное насыщение, как и в случае « — «-устройств.
4.3. Подтверждение модели энергетических зон
измерениями емкости
Барьеры, связанные с захватом электронов состояниями на
границе раздела и, следовательно, образованием обедненных
областей как в Ge, так и в Si, можно обнаружить при измере¬
ниях емкости « — «-структур [343].
На фиг. 4.6 показана температурная зависимость емкости
диода «— « Ge—Si с двойным насыщением (измерения прово¬
дились на частоте 1 МГц). Диод был изготовлен эпитаксиальным
наращиванием Ge на сколотой кремниевой подложке путем
реакции диспропорционирования дииодида германия. Концентра¬
ции примесей в Ge и Si составляли соответственно около 4 * 1016
и 1017 см-3.
128
ГЛАВА 4
Согласно работе Тейлора и др. [1379], посвященной иссле¬
дованию границ зерен, отрицательный заряд, находящийся на
состояниях на границе раздела диода с двойным насыщением,
будет возрастать с увеличением напряжения, приложенного в
любом направлении, так что сторона диода, находящаяся под
положительным напряжением, будет оставаться практически не-
Фиг. 4.6. Емкость гетеродиода п — п Ge—Si с двойным насыщением.
Положительному напряжению соответствует положительный потенциал на герма¬
нии [343],
изменной. В этих условиях емкость на единицу площади диода
п — п Ge—Si с двойным насыщением выражается формулами
C = (ql2elNi)'l2(VDl + Va)-'12 для Vа > 0, (4.9)
C = (ql2z2N2t{VDt-VaT'k для 1/а<0, (4.10)
где приложенное напряжение Va считается положительным при
прямом смещении; Vd, и Vd,— внутренние разности потенциа¬
лов в германии и кремнии соответственно; Ni и М2 — соответ¬
ствующие концентрации примесей; ei и е2 — диэлектрические
проницаемости; q — заряд электрона.
Используя эти уравнения и экспериментальные результаты,
приведенные на фиг. 4.6, получаем Vd, *=* 0,31 и Ко, 0,43 эВ.
Основываясь на этих значениях, можно определить полный рав¬
новесный отрицательный заряд на состояниях на границе раз¬
дела:
Qis = - + IW/я/) - ~ Ь97 • IQ"7 К • см-2.
ИЗОТИПИЫЕ (п-п, р — р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
129
Тогда полное число состояний на границе раздела выражается
формулой
NIS> — Qislq= 1.23 • 1012 см-2.
Это значение совместимо с полным числом возможных состоя¬
ний на границе раздела в гетеропереходах Ge—Si, оцененным
из простых соображений, основанных на различии в величине
постоянной решетки; это число равно 6,2 • 1013 см-2.
Различие в величине ширины запрещенной зоны у двух ве¬
ществ может привести к тому, что края зон будут претерпевать
разрывы в резких гетеропереходах. Используя полученные ранее
значения VDl и Vd2, получаем выражение для разрыва края
зоны проводимости
АЕс = q (Vd2 + 6С2 - VDl - 6Cl) « 0,12 эВ,
где 6С — разность потенциалов между уровнем Ферми и краем
зоны проводимости в объеме соответствующего полупроводника.
Эта величина ЛЕс сравнима с величиной 0,15 эВ, найденной
Олдхемом.
4.4. Исследования гетеропереходов п — п Ge — Si
как двойных барьеров Шоттки
Ван Опдорп и Канерва [1434], разрабатывая модель Олдхсма,
провели рассмотрение п — «-гетероперехода, представив его в
виде двух включенных последовательно с противоположной по-,
лярностью диодов Шоттки металл — полупроводник. Исходные
уравнения двойной модели Шоттки имеют вид
Ii = ISl[exp{qVi/kT)—I] (4.11)
/2 = -/sJexp(-?F2/6r)-l], (4.12)
где токи насыщения /s, и /sa выражаются в случае использо¬
вания эмиссионной теории следующей формулой (см. стр. 82
в [1312]):
Is = 4nmqk2T2h~3S ехр(— E/kT); (4.13)
здесь Е — высота барьера.
Пренебрегая последовательным сопротивлением, находим
итоговое соотношение между / и V для всего перехода, прирав¬
нивая токи /[ и /2 через два диода току через переход I и пола¬
гая полное падение напряжения на переходе Va равным V\ +
Таким образом, получаем
/ = »sJs^WJUT)
ISiexp(qVa/2kT)+ISiex?(-qVa/2kT) *
5 Эак. 285
130
ГЛАВА 4
Согласно этой формуле, двойное насыщение имеет место в пре¬
делах Va оо и 1/а -> 00 •
Высоты соответствующих барьеров Е\ и Е2 можно в прин¬
ципе определить экспериментально, зная энергию активации
токов насыщения ISl и ISl. Однако в связи с рано наступающим
пробоем токи насыщения трудно определить непосредственно
или путем экстраполяции тех областей вольтамперных характе¬
ристик, где начинается насыщение. Из рассмотрения ван Опдор-
Фиг. 4.7. Схематическая диаграмма, изображающая вклады двух диодов
Шоттки в вольтамперную характеристику перехода.
На характеристике перехода точка перегиба имеет координаты (К0» /«)» а точка (2Ко, 2/д)
соответствует точке пересечения характеристик отдельных диодов. В действительности
в переходах отношение /5^/5 много больше, чем указано на диаграмме [1434].
па и Канервы вытекает простой способ определения этих вели¬
чин, позволяющий обойти указанную трудность.
На вольтамперной характеристике имеется точка перегиба
при такой полярности, когда диод с более высоким барьером
включен в прямом направлении (фиг. 4.7). Напряжение на пере¬
ходе Vo, ток /о и дифференциальное сопротивление Ro в точке
перегиба выражаются формулами
г
Диод I
Диод Z
Х'' Результирующая
/ ххарактеристика
(4.15)
(4.16)
(4.17)
Для дифференциального сопротивления в начале координат
имеем
Roo = {kT/q) (is! + Isi)' (4.18)
ИЗОТИПНЫЕ (п — п, р — р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
131
Если один, из токов насыщения много больше другого (напри-
мIs/), то формулы (4.16) — (4.18) можно упростить:
Численные значения величин 1/0. Ro, Iо и Roo можно получить
непосредственно из экспериментальных вольтамперных харак¬
теристик даже при очень низких напряжениях пробоя; Vo и Ro
определяются с большой точностью из минимума кривых зави¬
симости низкочастотного дифференциального сопротивления
(Ra>b) от напряжения. Согласно формулам, высоты барьеров
£i и £г получаются из наклонов кривых зависимости In(RooT)
от 1/Г и 1п(/оГ~2) или \n(R0T) от 1/Т соответственно. Разность
между £] и Е2 дает величину разрыва края зоны проводимости
АЕс на фиг. 4.4, а. '
С помощью формулы (4.13) можно преобразовать формулу
(4.15) к виду
V0 = (kEc/q) + (kT/q)\n{m2/mi). (4.19)
Таким образом, построив зависимость Vo от Г, мы должны полу¬
чить прямую линию. Наклон этой прямой дает величину т2/т\,
тогда как экстраполяция к Г = 0 представляет собой еще один
метод определения АЕс. В исследованиях Ван Опдорпа и Канер-
вы температурный интервал, в котором измерялись вольтампер-
пые характеристики, был слишком мал, а разброс эксперимен¬
тальных точек на кривых зависимости 1/0 от Г слишком велик,
для того чтобы можно было, используя формулу (4.19), полу¬
чить надежные значения т2/гп\ и АЕс.
Можно, однако, принять, что величина т2/т1 = 0,5, вычис¬
ленная Кроуэллом для использованных веществ и ориентаций,
дает наклон прямой линии. Зная наклон, можно провести через
экспериментальные точки прямую и экстраполировать еекГ=0,
чтобы получить АЕс. Результаты определения £si, ЕGe и АЕс
приведены в табл. 4.2.
Диоды Ван Опдорпа представляли собой вплавные переходы,
а диоды Олдхема были выращены путем реакции диспропорцио-
пирования Geb- Очевидно, что высоты барьеров Esi и £ще во
вплавных переходах на практике не определяются просто уров¬
нями легирования, но меняются от образца к образцу в пределах
±0,1 эВ. Однако величины разрывов в зоне проводимости АЕс,
определенные тремя методами, хорошо согласуются друг с дру¬
гом; АЕс имеет одну и ту же величину 0,15 + 0,01 эВ во всех пе¬
реходах независимо от концентраций легирующей примеси в
исходном материале n-типа и независимо от способа изготовле¬
/о = l/2/s,,
Ro = AkT/qlsi,
Roo = kT/ql Sx.
(4.16a)
(4.17a)
(4.18a)
132
ГЛАВА 4
ния образцов. Это исключает присутствие на границе раздела
диполей различной величины. В отсутствие дипольного слоя ве¬
личина АЕс равна разности энергий сродства к электрону для
ТАБЛИЦА 4.2
Высоты барьеров, определенные в переходах п—п Ge—Si
Концентрация
легирующей
Высота барьера, эВ
ДЕс. эВ
примеси, см~3
(исходный материа л)
ESi
BGe
Si(P)
Ge(Sb)
из изме¬
рений
емкости
из
I-V-x а-
ракте-
ристик
из
I — К-ха¬
ракте¬
ристик
из раз¬
ности
£Si-£Ge
из изме¬
рений
емкости
из зави¬
симо¬
сти
Ко от Т
[форму¬
ла (4.15)]
Литера¬
тура
2,5 • 1017
4,2 • 1014
0,46
0,31
0,15
[1434]
2,5 • 1017
4,2 • 1014
—
0,49
0,34
0,15
—
—
[1434]
2,7- 1016
8,5- 1017
0,58
0,57
0,42
0,15
0,15
0,16
[1434]
2,7- 1016
8,5- I017
0,66
0,67
0,52
0,15
0,15
0,15
[1434]
1,0- 1017
4,0 • 1016
—
0,59
0,43
0,16
—
—
[1019]
Ge и Si. Это позволяет непосредственно определять разность
энергий электронного сродства 0,15 + 0,01 эВ, которая оказы¬
вается в приемлемом согласии с величиной 0,12—0,18 эВ, ожи¬
даемой на основании измерений параметров XGe и xsi.
Наппяжение, В
Фиг. 4.8. Зависимость емкости перехода п — п Ge—Si от приложенного
напряжения на различных частотах [1434].
ИЗОТИППЫП (п-п, р-р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
133
Еще одной интересной чертой модели с двойным барьером
Шоттки яплиется то, что она объясняет резкие минимумы, на¬
блюдаемы»' па кривых зависимости емкости от напряжения для
it - п диодов при небольшом прямом смещении на Ge
(фиг. 4.8). Соответствующее рассмотрение займет довольно
много места, почтой у мы отсылаем читателя к работе Ван Оп-
дорна н Капспны 11 434[.
Хемпишр IГ>2()| провел для вплавных гетеропереходов р— р
Cie Si тщательные исследования зависимости 1/С2 и пиков про¬
водимости от напряжения и пришел к заключению, что AEv
I', I чН. С другой стороны, величине ДЕс, равной 0,15 эВ
(табл. 4.2), которая совместима со значением, вытекающим из
рвшосш чпергпй электронного сродства, соответствовала бы
величина Аравная 0,25 эВ.
Хемншнр также моделировал поведение изотипного «— «-пе-
рехода с состояниями на границе раздела, характеризуемыми
одной постоянной времени, и нашел, что только один из двух
способов экстраполяции кривых 1/С2—V (подобных показан¬
ным на фиг. 4.6) дает правильную величину части встроенной
разности потенциалов. В случае « — «-перехода эта часть отно¬
сится к материалу с наименьшей энергией сродства к электрону.
Минимум низкочастотной емкости совпадает с напряжением,
соответствующим АЕС, как и в работе Ван Опдорпа.
4.5. п — «-гетеропереходы германий — арсенид галлия
Различие постоянных решетки в паре Ge—GaAs гораздо
меньше, чем в паре Ge—Si (0,08% по сравнению с 4%), и по¬
этому возможная плотность состояний на границе раздела
(~1012 см-2) примерно в 50 раз меньше. Следовательно, можно
ожидать, что влияние состояний на границе раздела на диаграм¬
му энергетических зон переходов «— « Ge—GaAs будет доволь¬
но слабым. По-видимому, диаграмма будет иметь форму, подоб¬
ную изображенной на фиг. 4.1, а, где величина АЕС, обусловлен¬
ная различием энергий сродства к электрону, должна составлять
всего лишь 0,06 эВ. Экспериментально определенные величины
барьеров меняются от пренебрежимо малых (без выпрямления)
до довольно больших значений, таких, как 0,4 эВ. Полученные
высоты барьеров отражают качество выращивания на границе
раздела.
4.5.1. Теоретическое рассмотрение
Анализ протекания тока через п — «-гетеропереходы был
выполнен Андерсоном [68], Фенгом и Говардом [385], Чангом
[214, 215], Грибниковым и Мельниковым [481, 482] и др. При
134
ГЛАВА 4
рассмотрении обычно используется модель Шоттки в пренебре¬
жении влиянием состояний на границе раздела. Фенг и Говард
получили следующий результат:
' - <8">'л &•+ V°1'" “рЧУ Ь> (w)- l] • (4-20)
где n+cx, — концентрация электронов в объеме GaAs, ri-x — кон¬
центрация электронов в объеме Ge. На основании этого выра¬
жения Фенг и Говард ожидают, что у п — п-гетероперехода
будет наблюдаться несколько более сильная зависимость обрат¬
ного тока от напряжения, чем у контакта металл — полупро¬
водник.
Чанг, пользуясь эмиссионной моделью с противоположно на¬
правленными потоками электронов, получил следующее выра¬
жение:
/ = /0(1 — (VJVD)) [exp (qVJkT) - 1], (4.21)
где
Jo = q2ND,VD (2nm2kT)~exp (— qVo/kT).
Формула (4.21) отличается от той, которая описывает проводи¬
мость в переходе металл — полупроводник. Величина Jo и ее
температурная зависимость в этом случае иные. Обратный ток
никогда не достигает насыщения, а возрастает линейно с напря¬
жением при больших Va. Если зависимость / от qVJkT (в пря¬
мом направлении) аппроксимировать экспоненциальной функ¬
цией, то ее наклон уже будет несколько меньше единицы.
4.5.2. Экспериментальные исследования переходов
п — п Ge — GaAs
Выпрямляющие гетеропереходы п — п Ge—GaAs работают в
пропускном режиме при прямом смещении, если GaAs находит¬
ся под отрицательным потенциалом по отношению к Ge. В этом
случае понижается барьер qVл2, показанный на фиг. 4.1, а, и
эмиссия электронов из GaAs в Ge сильно возрастает. Для ти¬
пичных диодов при умеренных плотностях тока падение напря¬
жения может лежать в пределах от 0,2 до 0,4 В.
Если изменить знак приложенного напряжения, то барьер в
GaAs увеличивается и при нормальных условиях легирования
большая часть приложенного напряжения оказывается сосредо¬
точенной в обедненном слое GaAs. Температурная зависимость
прямых характеристик п — n-перехода показана на фиг. 4.9.
При таком обратном смещении в большинстве диодов наблю¬
дается «мягкий» пробой, когда заметный обратный ток появ¬
ляется при различных напряжениях обратного смещения: от не¬
скольких вольт до нескольких десятков вольт в зависимости от
ИЗОТИППЫП (п-п, р-р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
135
уровня легирования GaAs. По данным Фенга и Говарда, напря¬
жения пробоя составляют 0,5, 4 и 20 В для концентраций леги¬
рующих примесей соответственно 3-1017, 6-1016 и 1015 см-3. Ме¬
ханизмы, вызывающие «мягкий» пробой, могут включать:
Фиг. 4.9. Прямые ветви вольтамперных характеристик гетеропереходов
п-п Ge—GaAs( 116-2-1L).
Член т| в формуле 7=70ехр (qV/r\kT) почти не зависит от температуры.
/-77 К, 4=1.70; 2 —100 К. л = 1.60; 3— 125 К. 4 = 1.57; 4—154 К, 4 = 1.67; 5 —200 К, 4 = 1.83
6 — 250 К. 4— 1,96 [342].
1) туннелирование электрона из зоны проводимости Ge в зону
проводимости GaAs через обедненный слой GaAs; 2) межзонное
туннелирование между Ge и GaAs (это предположение несколь¬
ко сомнительно); 3) эффекты поверхностной утечки; 4) иониза¬
ционное умножение. Туннелирование между зонами проводи¬
мости Ge и GaAs в основном ответственно за избыточный ток
136
ГЛАВА 4
при низких напряжениях. При больших напряжениях в GaAs
может иметь место также умножение носителей. Вероятность
туннелирования между зонами проводимости Ge и GaAs была
рассмотрена Фенгом и Говардом [385] и Чангом [214, 215].
Основываясь на температурной зависимости характеристик
и измерениях емкости диодов п — п Ge—GaAs, Фенг и Говард
получили приведенные в табл. 4.3 высоты барьеров.
ТАБЛИЦА 4.3
Высоты барьеров переходов п—п Ge—GaAs при различных
ориентациях границы раздела
Ge
GaAs
Ориен¬
тация
границы
раздела
VD. эВ
найдено нз зависи¬
мости
о
to
S-,
—t-,
SA
g
о
Легирован сурьмой
Легирован теллуром
Arf—Аа= 1,1 • 1017см~э
Nd—Na=3 • 1017 см-3
(lll)Ga
0,31
0,29
0,57
(lll)As
0,26
0,25
0,37
(110)
0,21
0,19
0,30
Легирован теллуром
Nd-Na=5,9- 1016 см-3
(lll)Ga
0,50
0,49
0,59
(III) As
0,37
0,36
0,36
(110)
0,36
0,36
0,45
Нелегирован
Nd-Na=9,4- Юн см-3
(111) Ga
0,52
0,52
0,62
(lll)As
0,39
0,39
0,49
Хотя из таблицы видна зависимость высоты барьера от
ориентации кристалла и различие между плоскостями (111) Ga
и (111)As, эти результаты, возможно, в основном определяются
технологией выращивания, и их не следует принимать без под¬
тверждения другими исследованиями. Видно, что высота барье¬
ров гораздо больше, чем можно было ожидать на основании
разности 0,06 эВ между энергиями сродства к электрону, кото¬
рая, как считают, существует между Ge и GaAs.
Продолжая эти исследования, Говард и др. [597] приложили
к переходу п — п Ge—GaAs высокое давление, чтобы сместить
края зон проводимости. Они пришли к заключению, что измене¬
ния барьера в п — n-переходе вполне совместимы с известными
смещениями края зоны проводимости.
ИЗОТИПНЫЕ (n-л, Р-Р) ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
137
4.5.3. Исследование подвижности в германии
вблизи границы раздела в переходах п — п Ge — GaAs
Поскольку энергия сродства к электрону у Ge больше, чем
у GaAs, в гетеропереходах п — п Ge—GaAs существует обога¬
щенный слой со стороны германия.
Если снабдить германиевую сторону двумя омическими кон¬
тактами и стравить ее до толщины в несколько десятых микро¬
на, то можно измерить поверхностную проводимость этого обо¬
гащенного слоя (при различных напряжениях на гетеропере¬
ходе) .
Подвижность, измеренная Эсаки и др. [378, 379], составляла
несколько сот см2-В-1-с-1 при 77 К и оставалась постоянной в
интервале полей на границе раздела от 2•104 до 8 - 104 В-см-1
для подложки из GaAs с концентрацией доноров 4 • 1015 см-3 и
в интервале от 1,5-105 до 5-105В-см“' для подложки из GaAs
с концентрацией доноров 4•1О16 см-3 (измерения проводились
как на постоянном, так и на переменном токе).
Подобные измерения были выполнены также при температу¬
ре таяния льда на гетеропереходе со слабо легированным GaAs
(~4-1014 доноров в 1 см3). Результаты показывают, что по¬
движность также постоянна ( — 1 ООО см2 В-1-с-1) в интервале
полей от 104 до 2-104В-см_1. Прямое наблюдение обогащенного
слоя служит дополнительным свидетельством в пользу модели
Андерсона для п — «-гетероперехода, согласно которой про¬
странственный заряд барьера имеет простой характер, опреде¬
ляемый объемными свойствами двух полупроводников, и не от¬
носится к типу, обнаруженному в переходах п — п Ge—Si, где
доминируют заряды на границе раздела.
Чанг [214, 215] сообщил об аналогичных исследованиях про¬
водимости границы раздела, выполненных на подложках
GaAso.gPo.i вплоть до полей 3-105В-см_1. Эти исследования ука¬
зывают, что подвижность электронов в Ge вблизи границы раз¬
дела зависит от поля, но эта зависимость слабее ожидаемой
для полностью диффузного процесса рассеяния.
4.6. Другие исследования изотипных гетеропереходов
К другим исследованным п — «-гетеропереходам относятся
следующие пары: Ge—GaAsi-xP*, Ge—GaP, Ge—CdSe, Si—GaP,
GaSb—GaAs, GaAs—InSb и InP—GaAs.
Многие из тех, кто изготовлял п — «-гетеропереходы, прове¬
ли на этих структурах исследования процессов включения. Вре¬
мена. включения, полученные в таких исследованиях, обычно
были меньше 10-9 с, и их определение ограничивалось либо экс¬
периментальным оборудованием, либо схемой включения. Одно
138
ГЛАВА 4
из наиболее обстоятельных исследований процесса включения
на диодах п — п Ge—Si было выполнено Браунсоном [184].
С тех пор, однако, высококачественные переходы металл — полу¬
проводник (переходы Шоттки) стали употребляться как быстро¬
действующие диоды, и по сравнению с ними п — «-гетеропере¬
ходы, по-видимому, не имеют преимуществ.
Хемпшир и др. [522] воспользовались зависящими от смеще¬
ния «оптическими» свойствами гетероперехода п — п CdSe—Ge.
При определенной длине волны фотона фото-э.д. с. равна нулю
и длина волны, при которой происходит изменение знака
фото-э.д. с., может меняться под действием приложенного на¬
пряжения. На этом явлении основан нулевой детектор, который
реагирует на фотоны с энергией между 0,73 и 0,86 эВ и имеет
чувствительность 0,43 В-мкм-1 для нулевой точки в линейной
области. Такой детектор применяется в пирометрии [521].
Глава 5
Оптические свойства
гетеропереходов
и гетер опер входные лазеры
5.1. Введение
Гетеропереходы обладают интересными оптическими свойствами.
Большое значение имеет «эффект окна», когда свет с энергией
кванта между Egl и Egl проходит через широкозонный материал
и поглощается в окрестности перехода. Широкозонный материал
может быть низкоомным и иметь довольно большую толщину
в пределах, определяемых поглощением фотонов свободными
носителями. Поэтому поверхностный слой в фотоэлементе обла¬
дает малым сопротивлением, что выгодно с точки зрения увели¬
чения выходной мощности. К другим потенциально интересным
оптическим явлениям относятся: а) фототранзисторный эффект,
обладающий большой чувствительностью, б) возможность со¬
здания фотодиодов на таких веществах, как полупроводниковые
соединения AnBVi, которые трудно легировать в виде р — «-го¬
моперехода.
Как указывалось в гл. 1, при помощи гетеропереходных
структур можно несколькими путями осуществить преобразова¬
ние света с повышением энергии кванта, например из инфра¬
красного в видимый, с приемлемой эффективностью.
Мы начнем с краткого рассмотрения работы обычного
(р — «-гомопереходного) фотоэлемента. Затем обсудим разли¬
чия, существующие в случае гетеропереходов. Представленные
результаты оптических измерений на нескольких типах гетеро¬
переходов (Ge—GaAs, Ge—Si, p — «, « — p) интерпретируются
на основе явлений поглощения и собирания, а также эффектов,
связанных с зонной структурой. И наконец, рассматривается
работа солнечных элементов и лазеров на гетеропереходах.
5.2. Действие фотоэлемента с р — «-гомопереходами
Согласно простой модели р — «-гомопереходного диода, плот¬
ность тока, возникающего под действием освещения, выражает¬
ся формулой
J = JL-J0[exp(qVlkT)-l}, (5.1)
где Jo — ток утечки диода (в модели Шокли) в отсутствие осве¬
щения, a Jl — максимальная плотность тока, соответствующая
140
ГЛАВА 5
данной освещенности. Как показано на фиг. 5.1, а, под действием
электрического поля обедненного слоя перехода фотоиндуциро-
ванные дырки движутся к р-стороне, а электроны — к «-стороне
перехода. Поэтому р-сторона становится положительно заря¬
женной по отношению к «-стороне, и вольтамперная характери¬
стика перехода при освещении имеет вид, показанный на
V п
Фиг. 5.1. Обычный фотодиод (р — ге-гомопереход) при освещении.
а—короткое замыкание при освещении; б — вольтампермые характеристики при осве*
щении и без иего.
фиг. 5.1,6 сплошной линией. Напряжение холостого хода Voc
получаем из (5.1), полагая J равным нулю:
Voc = (kT/q)\n{(JJJ0)+l}. (5.2)
Согласно этой простой модели, максимальная величина напря¬
жения холостого хода, которую можно получить при очень силь¬
ном освещении, соответствует совпадению краев зоны проводи¬
мости на фиг. 5.1, а и потому должна быть несколько меньше,
чем ширина запрещенной зоны полупроводника.
Выходная мощность (с единицы площади) фотоэлемента вы¬
ражается формулой
Р = JV = [}i— /0 [exp(qV/kT) — 1)] К. (5.3)
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
141
В точке Р (фиг. 5.1,6), где dP/dV = 0, достигается максимум.
При этом
{(qVP/k'T) + 1) exp(qVP/kT) = JJJa + 1 (5.4)
JP = JL-J0(exp(qVPlkT)-l). (5.5)
Согласно простой модели Шокли для генерации в диоде, имеем
= Я (DjT,f (я*/лу + я (Д„/т/ (5.6)
где
«? = NcNvexp(EglkT). (5.7)
Очевидно, что при заданном JL как JP, так и Vp зависят от плот¬
ности тока Jо, которая в свою очередь определяется шириной
а
Ширина запрещенной зоны Ед,эВ
Ширина запрещенной зоны Ед, эВ
Фиг. 5.2. Параметры р — «-гомопереходного фотоэлемента в зависимости
от ширины запрещенной зоны.
а —предполагаемая зависимость плотности тока насыщения от ширины запрещенной
зоны; б —зависимость факторов Vocl^g' ^P^p/^OC^L н ^P^Pl^g^L от шиРины запре¬
щенной зоны [1503]*
142
ГЛАВА 5
запрещенной зоны полупроводника, если другие факторы, такие,
как коэффициенты диффузии, времена жизни и концентрации
легирующих примесей, остаются неизменными. На фиг. 5.2, а
величина /о представлена, согласно Вольфу [1503], экспонен¬
циальной функцией Её для типичных значений параметров D, т
и концентраций легирующей примеси. На фиг. 5.2,6 показаны
факторы, характеризующие форму кривой между V0c и /sc- Ве¬
личина VpJp/EgJL представляет собой эффективность для слу¬
чая, когда все фотоны имеют энергию Ей. Видно, что характери¬
стики фотодиода улучшаются с увеличением ширины запрещен¬
ной зоны полупроводника.
5.3. Гетеропереходные р — п-фотоэлементы
Вопросы, связанные с гетеропереходными р — «-фотоэлемен¬
тами, рассматривались Андерсоном [68], Перлманом [1068], Дон¬
нелли и Милнсом [344] и др.
а
Генерация электронно-дырочных
пар в узкозонном материале
ЕЬ <hv<E9t
Ж.
Ч_
Фиг. 5.3. Гетеропереход р — п при освещении.
а—короткое замыкание при малой освещенности. Поскольку выходное напряжение
равно нулю, положение уровней Ферми по обе стороны перехода одинаково; б—холо«
стой ход при большой освещенности. Видно» что зона проводимости почти спрямлена,
а выходное напряжение несколько меньше ширины запрещенной зоны узкозонного ма¬
териала.
Выходное напряжение, которое может быть достигнуто в ге-
теропереходном фотоэлементе, определяется меньшей из двух
ширин запрещенной зоны. На фиг. 5.3 представлены энергети¬
ческие диаграммы освещенного гетероперехода в режимах ко¬
роткого замыкания и холостого хода. Как видно из фиг. 5.3,6,
напряжение холостого хода меньше ширины запрещенной зоны
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
143
в узкозонном материале. Ток короткого замыкания, который мо¬
жет быть получен, соответствует потоку фотонов с энергией в
интервале Eg2 — Egr Принципиальное преимущество гетеропере¬
ходного фотоэлемента в основном определяется не параметра¬
ми, характеризующими напряжение или ток, а скорее тем, на¬
сколько можно уменьшить потери, связанные с поверхностной
рекомбинацией и сопротивлением поверхностного слоя, так как
«эффект окна» позволяет поместить переход дальше от поверх¬
ности, чем в гомопереходном элементе. Достигаемый при этом
выигрыш зависит от конкретной геометрии устройства и других
практических проблем, связанных с технологией. Разумеется,
Фототок, создаваемый
поглощением фотонов hv>Egt
Рекомбинирующие
электроны испускают
фотоны hv *>Е9г
А
Се прозрачен
для hv<Egt
It
-«-u'VWu-'
Свободные дырки
создают ток
\GaAs прозрачен для
Акцепторный
уровень
Фотоны
. с большой.
^ энергией
поглощаются
на поверхности
-«-v/WU"1
OWTLO
Ч1ЛЛДО
~>2\Падающий
свет
а
Энергия фотона, эВ
О
Фиг. 5.4. Фотоответ гетероперехода р — n Ge—GaAs.
а —схема, показывающая поглощение фотонов; б —фототок короткого замыкания, от*
несенный к числу падающих фотонов [68].
144
ГЛАВА 5
работа устройства ухудшается, если скорость рекомбинации на
границе раздела становится высокой.
Благодаря «эффекту окна» область чувствительности пред¬
ставляет собой полосу в интервале энергий фотона между Eg2 и
Egl. Это показано на фиг. 5.4, которая относится к гетеропере¬
ходу р — п Ge—GaAs.
Хотя оптические свойства гетеропереходов представляют
значительный потенциальный интерес, квантовая эффективность
(число собранных электронов на один поглощенный фотон) ге¬
теропереходных фотоструктур сравнительно мало изучена. Труд¬
ность таких измерений обусловлена проблемами изготовления
устройств и получения контактов. Представляется вероятным,
Солнечное излучение
I ) 1
Си Те(п-тип) Сеточный металлический
> / электрод
© ч k Т ^711 к i к 1i ^ ^ к 1^4111 к ^ к ^ к i ©
CriTe [Слабый п-тип, компенсированный или
слабый_р- тип J
CdTe (п-тип)
©
а
0,6
«ч
йГ
| 0,4
•S
•I:
5,4% монокристалл CdTe
3,8% пленка А
4,3% пленка В
5,J% пленка А
Плотность мощности
^^солнечного света
s 87 мВт • см~*
\
\
\
\
\
LL
4 8 13 16
Плотность тока, мА • см~г
30
Фиг. 5.5. Гетеропереходный фотоэлемент Cu2-*Te—CdTe.
с—структура двух пленочных вариантов элемента; б — вольтамперпые характеристики
прн искусственном освещении с плотностью мощности 80 мВт
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
145
что фотоэлементы на основе структур «-GaP/p-Si, «-ZnSe/p-Ge,
«-ZnSe/p-GaAs, GaTAli_xAs/GaAs, GaN^Asi-^/GaAs и
Ga^Ali-^P/GaP будут представлять интерес ввиду подходящей
области ширин запрещенной зоны. Кроме того, у большинства
этих пар постоянные решетки мало различаются, и эффекты,
связанные с состояниями на границе раздела, могут быть по¬
этому незначительными. Некоторые указания на то, что эффекты
рекомбинации на границе раздела не должны оказывать серьез¬
ного влияния, можно получить из исследования гетеропереход¬
ных транзисторов, где обычно наблюдаются коэффициенты уси¬
ления тока, превышающие 20. Имеется также несколько прямых
измерений квантовой эффективности, в частности равной 75%
для исследованных Рамачандраном и Морони [1112] гетеропере¬
ходов GaAso,8Po,2/GaAs,
CdS л-типа Медь
а
Фиг. 5.6. Фотоэлемент CdS—Си.
а—энергетическая диаграмма, изображающая барьер высотой примерно I эВ. Фотоны
переводят электроны из металла через этот барьер в полупроводник; б —спектраль¬
ный ответ фотовольтаических элементов CdS—Си [950J.
146
ГЛАВА 5
' Как было указано ранее, специфическая особенность гетеро¬
перехода заключается в том, что он позволяет создать переходы
между полупроводниковыми материалами, в которых нельзя
легированием получить оба типа проводимости. Кузано [302],
Авен и Гарвацки [103], Даттон и Мюллер [358] и др. занимались
этой проблемой применительно к полупроводниковым соедине¬
ниям AuByj, большинство которых трудно получать в виде
сильно легированного p-типа вследствие механизмов самоком-
пенсации. На фиг. 5.5, а показаны некоторые типичные поликри-
сталлические пленочные структуры из CdTe, исследованные Ку¬
зано, на которых в процессе изготовления создан передний слой
Сиг-Де p-типа. Выпрямление и фотодиодный эффект приписы¬
ваются поэтому гетеропереходу между р-CuTe и /г-CdTe. На
фиг. 5.5, б представлены вольтамперные характеристики, полу¬
ченные для некоторых структур при освещении, с указанием
эффективности, соответствующей точкам оптимальной мощности.
Полученные эффективности преобразования солнечного света
составляют 6% для элементов из поликристаллических пленок и
7,5% для монокристаллических элементов.
Фотоответ можно получить также на гетеропереходах типа
барьера Шоттки. На фиг. 5.6, а показана диаграмма энергети¬
ческих зон элемента, состоящего из п-CdS и слоя меди (который
не был термообработан, чтобы ограничить возможность обра¬
зования слоя CuS). Кривая фотоответа на фиг. 5.6,6 показы¬
вает, что фотоны с энергией в интервале от 2,4 эВ (ширина за¬
прещенной зоны CdS) до примерно 1 эВ (высота барьера Шотт¬
ки) переводят электроны через барьер из металла в полупро¬
водник, создавая выходной ток. На таких элементах были полу¬
чены эффективности, превышающие 4%; эти элементы дешевы
в изготовлении и могут быть получены на гибких подложках.
Исследования света, испускаемого гетеропереходными эле¬
ментами из полупроводников AuBvi (например, п — р
ZnSe—ZnTe) при пропускании тока в прямом направлении, были
выполнены Котом и др. [723], Авеном и Гарвацки [106], Цудзи-
мото с сотр. [1405] и др. В общем эффективности, выраженные
числом эмиттированных фотонов на один электрон, прошедший
через переход, оказались весьма низкими (10-4—10-5) при ком¬
натной температуре.
5.4. Оптические свойства изотипных п — /г-гетеропереходов
Оптические свойства гетеропереходов п — п Ge—Si изуча¬
лись Доннелли и Милнсом [347]. На фиг. 5.7 показаны диаграм¬
мы энергетических зон, вольтамперные характеристики и спект¬
ры фотоответа в режиме холостого хода для трех диодов с раз¬
личными уровнями легирования.
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
147
Зонные диаграммы на фиг. 5.7, а являются лишь грубым при¬
ближением. Они были получены в предположении о постоянной
разности энергий электронного сродства 0,18 эВ, что согласует¬
ся с фотоэлектрическими измерениями Аллена и Гобели [51].
Предполагалось, что плотность состояний на границе раздела
составляет 8% величины, полученной Алленом и Гобели на ско¬
лотой поверхности кремния. Это значение было выбрано потому,
что благодаря .соотношению между постоянными решетки Ge и
Si примерно 8% предполагаемого числа атомов на поверхности
кремния остаются несвязанными с атомами германия. На
фиг. 5.7, а величины 1\ и k обозначают толщины обедненных
слоев.
При исследовании фотоответа монохроматический свет падал
на Si перпендикулярно переходу. В течение этих измерений фо¬
тонапряжение холостого хода не превышало 2 мВ, так что ре¬
зультаты, представленные на фиг. 5.7, в, относятся к случаю
малого сигнала, когда напряжение холостого хода прямо про¬
порционально току короткого замыкания. За знак фотоответа
принята полярность Ge при заземленном Si. На диаграмме ука¬
заны длины волн, соответствующие энергиям прямых и непря¬
мых межзонных переходов в Ge и ширине запрещенной зоны Si.
Поскольку следует ожидать, что в переходах Ge—Si значи¬
тельная доля рекомбинации носителей будет происходить на
состояниях на границе раздела, то можно предположить, что
неосновные фотоносители рекомбинируют на границе раздела.
Свет с энергией кванта, достаточной для того, чтобы создать но¬
сители в Ge, но не в Si, проходит до Ge, где происходит погло¬
щение и возникает фототок с плотностью /Рг; при этом фотоответ
отрицателен. В области длин волн от 1,85 мкм (0,67 эВ) до
1,54 мкм (0,805 эВ) происходят непрямые, т. е. с участием фоно¬
нов, переходы и фотоответ должен возрастать с уменьшением
длины волны. При 1,54 мкм начинается поглощение за счет
прямых переходов; при этом фотоответ должен быть относи¬
тельно постоянным.
При энергиях, превышающих ширину запрещенной зоны Si,
фотоны поглощаются в Si. Благодаря большой длине диффузии
в Si и очень пологому краю поглощения генерируется фототок
Ур„ тогда как /р, теперь ослабевает. Возможно, что затем фо¬
тоток изменит знак и станет пропорциональным /Р|.
Наблюдаемые кривые фотоответа, изображенные на фиг. 5.7,
в общем соответствуют ожидаемым результатам. В диоде / ве¬
роятность туннелирования через чрезвычайно тонкий барьер
в кремнии высока. Поэтому наблюдается только фотоответ,
связанный с Ge. В диодах 2 и 3 наблюдаются три четко раз¬
деленные области. При длинах волн, больших, чем эффектив¬
ная ширина запрещенной зоны Ge (1,85 мкм), наблюдается
Si 5-Ю18CM'3 Ge S-10№CM'3
VB=0,64B Vb=0,37B 8
lj-130A I j -unnд 4
Диод I d=Z,5'lO~zCM j4 f £. _l.i i i
-0,4-0,Zf
Г E° (
Si 1-Юпсм~3 Ge 4-10,6cm'3
Vn=0,56B 0,18эВ VB =0,41 Ъ
Lj=Z700A У фзООА °>8
Диодг ч-г,5-ю-гсМу og
- _ c Jl-lXo.
J4 Ev -0,4
St 1,2'ЮтсмГ3 Ge 5Ч0,6см'3 ~°'8
Vn=0,43Bo VB=0,44B
I f= 22 ООО A lz=lZOO A Qi
Диод 3 d=S,0-vry^\ '
Ec -8 -Г
. i l I j
E0
. . Генерация e Ge
-1rапряженае отрицательно)
- I уДадающее l Ge
/ _r£yw
I I M ii I i i i i i i i I i i i i i
1,0 1,5 2,0
.. . Генерация
“H rvx s SI r r
,N. Генерация e Ge
2,5
(отриц.)
Возбуждение ловушек
I I l I I l l l l l l l l l l l l l l
1,0 1,5 Z,0
Генерация в Si
Z, 5
Генерация в Ge
_/(отриц.)
— ^■.Возбуждение ловушек
I I I I I i I I I i pi /Ьтi i i i i
Jo\ Щ fj\0 2Д
iTy(Si) Ед(„р/ш)\$ Ед(Непрям.)(Сё)
Длина волны, мкм
а
6
Фиг. 5.7. Характеристики диодов п—n Ge—Si (три типа легирования) при комнатной температуре [3 47].
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
149
положительный фотоответ. Эта область может быть связана
с фотовозбуждением электронов из валентной зоны Ge в зону
проводимости Si или с возбуждением электронов, находящихся
на состояниях на границе раздела или на ловушках в объеме
кремния. Две другие области соответствуют, как предсказыва¬
лось, отрицательному фотоответу, связанному с Ge, и положи¬
тельному, связанному с Si. Однако изменение знака фотоответа
не всегда соответствует ширине запрещенной зоны кремния, как
это ожидалось. Основная причина заключается в том, что по¬
ложительный фотоответ, связанный с возбуждением электронов,
все же имеется и при энергиях кванта, достаточных для гене¬
рации пар носителей при межзонных переходах в Ge. Этот поло¬
жительный фотоответ стремится компенсировать отрицательный
фотоответ Ge, что, возможно, и происходит; при этом фотоответ
меняет знак до того, как энергия кванта достигнет ширины за¬
прещенной зоны Si.
Ван Опдорп и Враккинг [1435] исследовали также фотоэф¬
фекты в гетеропереходах п — п Ge — Si и объяснили свои ре¬
зультаты с помощью модели двух диодов Шоттки, соединенных
«спина к спине». Они нашли, что имеется свидетельство в пользу
существования фотоэмиссии электронов из валентной зоны Ge
через границу раздела в зону проводимости Si. Согласно их
заключению, это является наиболее вероятным объяснением
обсуждаемого ранее факта, что точка изменения знака на кри¬
вой зависимости фотоответа от длины волны соответствует энер¬
гии, значительно меньшей, чем ширина запрещенной зоны Si.
Подобные эффекты наблюдались в гетеропереходах п — п
Ge —GaP [1443].
Оптические свойства гетеропереходов п — п Ge — Si изучали
также Явата и Андерсон [1529]. Они, в частности, описали эф¬
фект, в котором фотовозбужденные дырки оказываются захва¬
ченными в энергетической «выемке» валентной зоны и таким
образом модулируют высоту энергетического барьера в зоне
проводимости. Утверждается, что этот модуляционный эффект
достаточно велик и такое устройство представляет собой де¬
тектор излучения.
5.5. Солнечные элементы Р
с поверхностным гетеропереходным слоем
Технология изготовления гетеропереходов не получила до¬
статочного развития в применении к солнечным элементам.
Ей было уделено лишь незначительное внимание, поскольку
*) Правильнее применять термин «элементы солнечных батарей». —
Прим. ред.
150
ГЛАВА 5
технология производства кремниевых солнечных элементов от¬
вечала большинству требований, предъявляемых условиями экс¬
плуатации.
К числу желательных эксплуатационных качеств солнечных
элементов обычно относятся:
а) высокая эффективность для заданного спектра;
б) неизменность свойств в определенных окружающих усло¬
виях (например, в условиях облучения в космосе);
в) стабильность параметров в широком температурном ин¬
тервале или вплоть до определенной высокой температуры;
г) высокая выходная мощность на единицу веса;
д) высокое выходное напряжение и достаточно слабая зави¬
симость напряжения от нагрузки;
е) низкая стоимость и простота изготовления.
Существуют солнечные элементы из кремния с эффектив¬
ностью порядка 12%. Они являются результатом многолетних
исследований и отвечают большинству предъявляемых к ним
требований. Кремний обладает определенными преимуществами,
поскольку он представляет собой:
а) легкий элементарный полупроводник с высокоразвитой
технологией;
б) материал с непрямыми межзонными переходами и до¬
вольно пологим краем поглощения, в результате чего фотоны
могут создавать носители достаточно глубоко под поверхностью;
в) полупроводник с большим временем жизни, довольно вы¬
сокими подвижностями и потому большими длинами диффузии,
что способствует собиранию носителей;
г) материал с довольно низкой скоростью поверхностной
рекомбинации (103 см-с-1), так что рекомбинационные потери
на поверхности малы;
д) подходящий по радиационной стойкости материал при
должной защите прозрачными покрытиями.
Типичный солнечный спектр представлен на фиг. 5.8; заштри¬
хованные части кривых показывают число пар носителей, гене¬
рируемых в полупроводниках с различной шириной запрещен¬
ной зоны. В материале с малой шириной запрещенной зоны
может использоваться большая доля фотонов солнечного
спектра, но генерируемая фото-э. д. с. мала, и фотоны высокой
энергии используются в узкозонном полупроводнике неэф¬
фективно.
В настоящее время GaAs является единственным полупро¬
водником, который можно считать серьезным конкурентом крем¬
ния в качестве материала для солнечных элементов. При срав¬
нении этих двух материалов можно отметить следующее:
a) GaAs обладает большей шириной запрещенной зоны
(1,45 по сравнению с 1,1 эВ), что позволяет лучше использовать
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
151
энергию солнечного спектра (фиг. 5.9, а) и обеспечивает лучшие
температурные характеристики. При 0°С максимальные эффек¬
тивности (без учета потерь) г|Макс равны 28,5 и 24% соответ¬
ственно для GaAs и Si. При 200 °С эти величины составляют,
согласно расчетам Высоцкого и Раппапорта [1522], 12 и 4%.
С учетом рекомбинации (фиг. 5.9,6) GaAs все же сохраняет
преимущество в отношении температурных свойств.
Энергия фотона Ерь, эВ
ц2,51,81,6 и 1, г 1,11,00,9 0,8 0,1 0,65 0,6 0,55
016 I I I 1 L_J L—L 1 rJ J Ц [_
% и'‘ =2,25 зБ (GaP)1
1 \5,8-Юкпар в секунду ' ' I
т 0,12 -.Солнечная энергия, используемая для гене-
I1 Л рации электронно-дырочных пар в полупро-
% уодниках с различной шириной запрещенной зоны
is fltfaB
00g \ 1,8 Ч017парв секунду
а ' Энергетический, спектр Солнца
з ‘ ' Ед=1,07эВ (Si.)
5- 0,0S 7 2,8-10П пар в секунду
^ Еа = 0,68зВ( GaSb.Ge)
j§ 0>М$,2-Ю17па^вшунду
| 0,02° '■!01%арво
I *0,3 0,5 0,7 0,9 1.1 1,3 1,5 1,7 1,9 2,1 2,3
Длина волны X, мкм
Фиг. 5.8. Использование энергии солнечного спектра солнечными элемен¬
тами.
Спектр излучения Солнца в ясный день на уровне моря и части этого спектра, которые
могут быть использованы для генерации электронно-дырочных пар в полупроводниках
с ширинами запрещенной зоны соответственно 2,25; 1,45; 1,07; 0,68 и 0,34 эВ. Указано
число генерируемых электронно-дырочных пар. рассчитанное в предположении о том,
что за резким краем поглощения отражение отсутствует, а поглощение является
полным [1503].
б) GaAs как материал с прямыми межзонными переходами
имеет резкий край поглощения, что создает, однако, осложне¬
ния, так как носители генерируются вблизи поверхности. По¬
скольку в GaAs скорость поверхностной рекомбинации обычно
высока, а диффузионная длина мала, потери оказываются боль¬
шими, чем в кремнии. Скорость поверхностной рекомбинации
рассмотрена Клейнманом [703].
в) Тем не менее эффективности, достигнутые на солнечных
элементах из GaAs, достаточно велики. Высоцкий и др. [1523]
сообщают об элементах из GaAs с эффективностью 6,7—10,3%
и р — «-элементах из Si с эффективностью 9,2—11,8%. Такие
элементы использовались в работе по исследованию облучения
■У,51,81,6 1,4 1,21,11,0 0,9 0,8
ill I I I I I I
=2,25 эВ (GaP)
0,7 0,65 0,6
1_
0,55
\5,8-Ю пар в секунду
-.Солнечная энергия, используемая для гене-
лрации электронно-дырочных пар в полупро -
уодниках с различной шириной запрещенной зонь
=1,Р5эВ
1,8-1017пар в секунду
Энергетический спектр Солнца
‘ ' Ед=1,07эВ (Si.)
2,8-Ю17пар в секунду
Еа = 0,68зВ( GaSb.Ge)
4,2- Юп пар в секунду
Еа=0,34эВ
"пар в
Эффективность,
v?
зг
28
24
20
т
12
8
4
О
Идейный 'GaA5^Al5b
-Nb=107cm3 ™
Y(70% GaAs-
1 30% GaP)
Z(SO %GaAs-
\ 50% GaP) -
4N /CdS
4N
200 °C ■
300 °C
__ If oo °C '
0,2 0,6 1,0 1,4 1,8 2,2 2,6 3,0
Eg, эВ
CL
Рекомбинационный ток
■ NB = 10,?m~s
CdTe
I 16
to
1 *
I
съ 8
Y(70% GaAs-
Gtt А5/д^ / 30 % GctP)
InP.I/i ./ z(50%GaAs-'
J--f4 50% GaP)
\ .CdS -
\T=Z0°C
400 °c
4 -
0
0,2 0,6 1,0 1,4 1,8 2,2 2,6 3,0
Eg, ЭВ
6
Фиг. 5.9. Зависимость эффективности преобразования от ширины запрещенной зоны,
с—для идеальных вольтамперных характеристик [1522]; 6—для солнечных элементов с рекомбинационными токами.
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
15!
протонами с энергией 185—530 кэВ. Согласно Лоферскому [839],
наивысшие из известных эффективностей составляют 13% для
GaAs и 15% Для Si. Недавно Эллис и Мосс [371] высказали
предположение о том, что, использовав встроенное поле, можно
обойти проблему поверхностной рекомбинации в GaAs и увели¬
чить эффективность солнечных элементов из GaAs до 20%.
Если к гомопереходному солнечному элементу из GaAs до¬
бавить верхний слой из гетерополупроводника, то эффективность
должна несколько увеличиться. Необходимо провести исследо¬
вания, чтобы показать, существует ли широкозонный полупро¬
водник с подходящими металлургическими и электрооптиче-
скими свойствами.
Исходя из общих соображений, можно сказать, что широко¬
зонный полупроводник будет действовать как окно, которое про¬
пускает фотоны с энергией, меньшей, чем Её>. Фотоны с энер¬
гией между Eg, и Egl (ширина запрещенной зоны GaAs) будут
создавать носители на гомопереходе в GaAs. Широкозонный
слой может иметь достаточную толщину, чтобы обеспечить внут¬
реннее сопротивление элемента, меньшее, чем то, которое можно
получить у гомопереходиых элементов. Если бы толщина слоя
составляла несколько десятков микрон, он мог бы служить есте¬
ственной защитой от радиации.
Меньшее внутреннее сопротивление элемента, достигаемое
за счет поверхностного гетероконтакта, должно позволить изме¬
нять свойства прилегающего слоя GaAs в сторону более слабого
легирования и потому, возможно, большей длины диффузии, что
улучшит собирание фотоиндуцированных носителей. При этом
следует также выяснить роль встроенных полей в области
перехода.
Граница раздела (п — п или р— р) между гетерополупро¬
водником и GaAs может характеризоваться существенно мень¬
шей скоростью поверхностной рекомбинации, чем величина
105см-с-1, обычная для поверхности GaAs. Если бы эти ожида¬
ния оправдались, то, согласно расчетам, эффективность эле¬
мента из GaAs могла быть увеличена на несколько процентов.
Подобные солнечные элементы еще не были изготовлены, но
можно предположить, что поверхностный гетерослой можно из¬
готовить из таких широкозонных полупроводников, как GaN
(Eg — 3,2 эВ), GaAsjtNi-* или Ga^Ali-^P.
5.6. Анализ гетеропереходных солнечных элементов
Хотя один из путей улучшения солнечных элементов заклю¬
чается в создании гомопереходиых элементов, покрытых поверх¬
ностным гетерослоем, следует также рассмотреть возможность
использования истинных гетеропереходных элементов.
154
Глава s
Можно выяснить ожидаемые свойства гетеропереходных сол¬
нечных элементов, рассчитав их эффективность при различных
значениях параметров, характеризующих устройство. В таких
расчетах можно учесть большинство видов потерь, таких, как
потери на отражение, объемную рекомбинацию и потери, свя¬
занные с распределенным сопротивлением. Однако обычно пре¬
небрегают рекомбинацией на границе раздела, поскольку ее
величина в общем неизвестна.
Приводимые ниже расчеты относятся лишь к гетеропереход-
ным парам с хорошо согласующимися параметрами решеток и
1т
Zcm
Контакт
^Просвотпяю-"V
щах. .■ пленка-
'WVW-^-
W hv
OA/VW*-
V
а
Задний
/контакт
Фиг. 5.10. Геометрия рассматриваемого фотоэлемента.
а—вид на переднюю поверхность, показаны контактные полоски: №=0,9 см, 5=0,4 см,
Г=0,0127 см; б — поперечное сечение.
достаточно близкими коэффициентами термического расшире¬
ния. Можно надеяться поэтому, что процесс изготовления таких
гетеропереходов не приведет к возникновению на границе раз¬
дела высокой плотности состояний и, следовательно, сильной
рекомбинации через эти состояния.
Предполагается, что площадь всех рассматриваемых солнеч¬
ных элементов одинакова (1X2 см), а поверхностный контакт
имеет структуру сетки, показанной на фиг. 5.10. Такая струк¬
тура была выбрана потому, что она обычно используется в крем¬
ниевых солнечных элементах [528]. В данной конфигурации при¬
мерно 12,8% площади поверхности закрыто контактом.
Параметры, используемые в расчетах Сахаи и Милнса [1198],
приведены в табл. 5.1. Величины, относящиеся к солнечному
спектру, были взяты из работы Муна [937]; они очень близки
к значениям [644], используемым в настоящее время как стан¬
дарты солнечного излучения за пределами атмосферы.
Как видно из табл. 5.1, предполагалось, что широкозонный
материал гетеропереходных элементов легирован примесями,
дающими га-тип проводимости. Для большинства гетеропере¬
ходных пар Д£с значительно меньше, чем AEv. Выбрав для
1АБЛИЦА 5.1
Параметры, использованные при расчетах гетеропереходных солнечных элементов
Тип
солнечного
элемента
Обо¬
зна¬
чение
эле¬
мента
*«• A
/1, MKM
d, мм
s,
CM- c— 1
V
MKM
V
MKM
Dn-
см2-с 1
Dp-
см2-с 1
nd.
cm-0
na,
cm 3
V
с
TD, с
п — р ZnSe—Ge
A-l
950
7,5
0,5
108
707
0,2
50
0,5
10‘“
1017
10-4
IO-9
A-2
950
28
0,5
105
707
0,3
50
1
2
• 1017
1017
IO-4
IO-9
п — р ZnSe—GaAs
B-l
825
7,5
0,125
105
2,8
0,2
80
0,5
1018
5
1017
10~9
10-9
B-2
825
28
0,125
106
2,8
0,3
80
1
2
• 10‘7
5
1017
IO-9
10-9
п — р GaP—Si
C-l
925
5
0,5
I05
215
0,3
23
1
10‘8
2
10,s
2
10-5
IO-9
C-2
925
250
0,5
108
215
0,3
23
1
1018
2
1018
2
10-s
IO-9
п — р Si — Si
D-l
900
0,5
0,5
103
215
1,7
23
3
1013
2
1018
2
IO-5
IO-"
D-2
900
1
0,5
103
215
1,7
23
3
1019
2
1016
2
10-5
IO-6
n — p GaAs—Ge
E-I
1300
0,5
0,5
10s
848
2
72
4
IO18
2
IO18
IO"4
10-8
E-2
1300
1
0.5
105
848
2
72
4
1018
2
1016
10“4
10-9
n — p GaAs—GaAs
F-l
750
0,5
0 125
105
3,5
2
125
4
1018
1018
IO-9
10-8
F-2
750
1
0,125
106
3,5
2
125
4
1018
IO16
10“9
10~8
it — p GaAs—GaAs
G-i
750
0,5
0,125
105
0,7
2,2
4,5
5
5
IO16
IO19
IO-9
10-8
G-2
750
1
0,125
10s
0,7
2,2
4,5
5
5
• 1018
1019
10~9
10-8
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
156
ГЛАВА 5
рассмотрения гетеропереходы типа « (окно) —р (база), мы по¬
лучим то преимущество, что движению электронов в «-область
из р-базы, где происходит почти все поглощение фотонов, не
препятствует относительно малый «пичок» Д£с. У другого класса
гетеропереходов (р — широкозонный, п — узкозонный полупро¬
водник) соответствующий «пичок», равный ДEv, велик, так что
обычно наблюдается сильная рекомбинация на границе раздела.
Вторая причина, по которой была выбрана комбинация
«(окно) —р(база), состоит в том, что в этом случае большая
часть тока переносится электронами, собираемыми как неоснов¬
ные носители из узкозонного полупроводника, а диффузионная
длина электронов в интересующих нас полупроводниках обычно
значительно больше, чем у дырок.
Предполагается, что диодное уравнение имеет вид
где /<го и Jrgо — компоненты плотности обратного тока насыще¬
ния, связанные с диффузией и процессами генерации и рекомби¬
нации в обедненном слое. Их величины определяются форму-
где Nd — концентрация доноров в материале «-типа; NA — кон¬
центрация акцепторов в материале p-типа; VD—встроенный по¬
тенциал диода; ДЕс и ДEv — разрывы в зоне проводимости и
валентной зоне, выраженные в вольтах; L„ — длина диффузии
электронов в материале p-типа; Lv — длина диффузии дырок
в материале «-типа; t\ — толщина материала «-типа (поверх¬
ностный слой); d — толщина материала р-типа (базовая об¬
ласть); тоь тог — времена жизни неосновных носителей в обед¬
ненных слоях по обе стороны от перехода; tin, ni2 — собственные
концентрации носителей в двух полупроводниках; /ь /2 — тол¬
щины обедненных слоев при нулевом смещении (V = 0) в двух
полупроводниках; Кь К2 определяются выражениями К\ =
= (1 + N1sdN2s2)-1 и Кг = 1 — Ки где N\, N2, ei и е2 суть кон¬
центрации примесей и диэлектрические проницаемости двух по¬
лупроводников; ф определяется из уравнения th ф = SLP/DP,
где S — скорость поверхностной рекомбинации для полупровод¬
ника (согласно предположению, «-типа), служащего «окном»,
a Dp — коэффициент диффузии дырок.
J = Jd0[exp(qV/kT)-l] + Jrg0[exp(qV/2kT)- 1], (5.8)
лами
NDPnexp[-q(VD-bEc)/kT]
\ Lnth {djLn)
NADpexp[-q(VD + AE0)/kT]\
Lp cth (tJLp + 0) 1 ’
(5.10)
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
157
Следует отметить, что JTgо в формуле (5.8) зависит от прило¬
женного напряжения V согласно формуле (5.10), поскольку
толщины обедненных слоев, так же как и напряженность элек¬
трического поля в этих областях, зависят от приложенного на¬
пряжения. Формула (5.10) записана в предположении о том,
что переход является резким.
5.6.1. Вычисление потерь на отражение
Поскольку показатель преломления большинства полупро¬
водников высок (для кремния п « 3,3), потери на отражение
от поверхности фотоэлемента весьма существенны, если не поль¬
зоваться какой-либо просветляющей пленкой. Показатель пре¬
ломления записывается в комплексной форме как п — ik, где п
и k связаны с коэффициентом отражения рис коэффициентом
поглощения а следующими соотношениями:
л = (1 + р)/(1—р)+ ([(1 + р)/(1 —р)]2 —(1 + £-))'/2; (5.12)
здесь А,о — длина световой волны в вакууме. В гетеропереходном
элементе следует в принципе учитывать дополнительную отра¬
жающую поверхность на п — /5-переходе. На практике, однако,
можно упростить эту сложную ситуацию, предположив при рас¬
чете оптических свойств, что первый полупроводниковый слой
имеет большую толщину. Такое предположение может быть
оправдано [1446] в том случае, если разность хода в первом
полупроводнике 2rti^i больше, чем 5^0- Это позволяет сначала
вычислить общий коэффициент отражения гетеропереходного
элемента, а затем учесть уменьшение отражения, вызванное про¬
зрачной (k = 0) просветляющей пленкой. Для вычисления пол¬
ного коэффициента отражения (R) и пропускания (Тт) света во
второй полупроводник используются следующие формулы:
n Ro 4~ R12 4~ 2 (RoRt2) ^ cos (4nnot0/Xo)
k = аЯ0/4я,
(5.11)
1 + RoR\2 + 2 (/?07?i2)'/2 cos (4лио<оАо) ’
(1 — Ro) (1 — R\) (1 — R2) exp (— 4jtfe|6Ao)
[1 — RiR2 exp (— 8reMiAo)l П + R0R12 + 2 (RoR^)'11 cos (4m0/0Ao)]
(5.14)
где
n (Hi — n2)2 + (ki — k2)2
■f'2 <n. lb. -L hA2
(«1 + П2)2+ (ft, + k2)2 '
(5.15)
Ri + (R2 — <2R\R2) exp (— 8refei6Ao)
1 — R1R2 exp (— 8лkitJX0)
158
ГЛАВА 5
Индексы О, 1 и 2 относятся соответственно к просветляющей
пленке, первому и второму полупроводникам; R]2 обозначает
общий коэффициент отражения на границе между областями
1 и 2.
Поскольку пик для всех материалов зависят от длины
волны света, просветляющая пленка на гетеропереходном сод-
Фиг. 5.11. Пропускание (в процентах) «спектра солнечного элемента» в за¬
висимости от толщины просветляющей пленки SiO.
/ пропускание в поверхностный слой (ZnSe) солнечного элемента из ZnSe—GaAs. Ука¬
зано отношение числа пропущенных фотонов с энергией ftv > 1,4 эВ к их числу во всем
солнечном спектре; 2—пропускание в базовую область элемента ZnSe—GaAs. К.риваяЗ
ниже кривой /, так как фотоны с энергией больше 2,67 эВ не достигают перехода и
на переходе имеется дополнительное отражение; 3 — пропускание в поверхностный слой
солнечного элемента GaAs—GaAs (фотоны с энергией больше 1,4 эВ) для сравнения
с кривой /.
нечном элементе должна обеспечивать максимум полного числа
дошедших до второго полупроводника фотонов солнечного
спектра, которые могут быть использованы. Для рассматривае¬
мых гомопереходных элементов оптимальная толщина просвет¬
ляющего слоя to была выбрана с целью максимизации полного
числа «полезных» фотонов, пропущенных в элемент. На фиг. 5.11
показаны типичные зависимости пропускания от толщины про¬
светляющей пленки для элементов из ZnSe — GaAs и
GaAs — GaAs. Видно, что оптимальная толщина просветляющей
пленки SiO составляет примерно 800 А для элемента
ZnSe — GaAs и около 700 А для элемента GaAs — GaAs.
В табл. 5.2 приведены оптимальные толщины пленок SiO и
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
159
Si02 для других рассматриваемых гетеропереходных пар; видно,
что во всех случаях SiO дает лучший результат. Последующий
анализ основан на предположении, что все сравниваемые эле¬
менты покрыты слоем SiO оптимальной толщины (фиг. 5.13
и 5.14 включают кривые спектральной зависимости потерь на
отражение).
ТАБЛИЦА 5.2
Оптимальные значения толщины просветляющей пленки
Материал
солнечного элемента
Пленка
SiO
Пленка SI02
Потери .иа
отражение
без пленки.
%
оптимальная
толщина,
A
потерн
па отра¬
жение ').
%
оптимальная
толщина,
А
потери
на отра¬
жение,
%
ZnSe—Ge
950
11,22
1275
12,24
32,13
ZnSe—GaAs
800
4,92
1075
6,32
25,88
GaP—Si
900
8,52
1200
12,5
30,35
GaAs—Ge
1300
14,35
1500
18,07
34,22
GaAs—GaAs
700
7,87
950
14,9
36,6
Si—Si
800 -
10,12
1050
16,07
35,45
‘) Потери на отражение вычислены для всего интервала солнечного спектра, ко¬
торый может быть использован солнечным элементом, т. е. для ftv
g узк
5.6.2. Спектральная зависимость
эффективности собирания
5.6.2.1. Дырки в п-слое. Уравнение диффузии неосновных
носителей (дырок) в условиях постоянной подсветки моноэнер-
гетическими фотонами имеет вид
Dp dp2/dx‘i — (р — Ро)/тр + axN exp (— ахх) = 0, (5.16)
где ро — равновесная концентрация дырок, хр — время жизни
дырок, «1 — коэффициент поглощения (зависящий от длины
волны), N — число фотонов, проходящих за 1 с через 1см2 по¬
верхностного слоя, а координата х отсчитывается от поверхности
«-полупроводника, как это показано на фиг. 5.12, а. Если плот¬
ность фотонов с данной длиной волны в солнечном спектре обо¬
значить через NSy то
N = Ns(l-R), (5.17)
где R определяется формулой (5.13). Граничные условия для
уравнения (5.16) имеют вид
Dp dp/dx = S(p — ро) при х = 0
160
ГЛАВА 5
р = p0exp(qV /kT) при x = tt — l\ = t',
где S — скорость поверхностной рекомбинации, V — напряже¬
ние, приложенное к диоду. Решение для плотности фототока,
х=0
х=1г
x=cL
Фиг. 5.12. Системы координат вблизи гетероперехода для расчета спектраль'
ного ответа поверхностного слоя (о) и базовой области (б).
Линии при x = t' и х=1г указывают края обедненной области перехода.
N
71
х=0
x=tt-ti=t-
? N ?
V
x=t\
Р
а
собираемого из необедненного n-слоя благодаря диффузии, в ус¬
ловиях короткого замыкания записывается в форме
J% =
Na2L2p tDp + SI а,
L a2L2p- 1 UP+SLp
■ NaLptb(t'/Lp + *)
I _ 2 r 2 « S'
exp (— t'ILp) — exp (— a/)) +
x(-
aiLp (Dp + S/ai)
Dp -f- SLp
exp (— t'ILp) — exp (— a {t'
(5.18)
Предполагается, что каждый фотон, поглощенный в обеднен¬
ном слое, вносит один электрон в ток и потому плотность фото¬
тока, генерируемого в обедненном слое, дается формулой
Jdr = qN (exp (— aiO — exp(— cuf)). (5.19)
5.6.2.2. Электроны в p-области. Уравнение диффузии для этой
области в системе координат, изображенной на фиг. 5.12,6,
имеет вид
Dnd2ri/dx2 — (п — п0)/тп + a2N{ exp (— а2х) = 0, (5.20)
где аг— коэффициент поглощения в p-области базы, IV1 — плот¬
ность фотонов, дошедших до области базы, выражаемая фор¬
мулой
N' = NJ,i (5.21)
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ 161
здесь Тт определяется формулой (5.14). Граничные условия за¬
писываются в виде
= n0exp(qVlkT) при х = 12 и п = п0 при x = d.
Тогда получаем решение для плотности фототока за счет погло¬
щения и диффузии в необедненном слое базы:
П = <7
а2ЛН ехр (— а2/2) _ 2а2А‘ ехр (а2/2) [ехр (— d/Ln) — exp (— а2d)\
а2 + ULn Ln (at - 1 Hi) [exp (d/Ln) - exp (- d/Ln)) '
(5.22)
Плотность фототока за счет поглощения в обедненном слое базы
выражается формулой
JnDR = qN'[l— ехр(-а2/2)]. (5.23)
ТАБЛИЦА 5.3
Эффективности собирания фотонов различными областями солнечных
элементов
Солнечный элемент
Обозначение
элемента
Эффектн)-
HOC! b
собирания
поверхност¬
ным слоем ')
%
Эффектив¬
ность
собнраиня
базовым
слоем Ч.
%
Полная
эффектив¬
ность
собирания *),
%
п—р ZnSe—Ge
A-l
0
97,3
87,8
A-2
0
97,3
84,2
п—р ZnSe—GaAs
B-l
0
87,3
72,3
B-2
0
86,7
69,6
п—р GaP—Si
C-l
1,4
84,9
74,8
C-2
0,007
83,2
65,9
n—p Si—Si
D-l
96,0
83,9
86,2
D-2
87,1
82,0
83,4
n—p GaAs—Ge
E-I
58,6
96,1
83,2
E-2
41,8
95,7
74,2
n—p GaAs—GaAs
F-l
58,5
84,4
64,3
F-2
41,0
77,8
45,1
p—n GaAs—GaAs
G-l
53,6
75,8
58,5
G-2
29,5
68,1
33,8
*) По отношению к числу фотонов солнечного спектра с энергией hv>Eg2, погло*
щенных в поверхностном слое.
2) По отношению к числу фотонов с энергией hv>Egi, входящих в базовый слой.
®) По отношению к числу фотонов с энергией ftv>£- , входящих в поверхностный
слой.
6 Эак. 265
100
Eg (ZnSe) Ед(оа As)
Длина, волны, мкм
Фиг. 5.13. Спектральный ответ гетеропереходного солнечного элемента
ZnSe — GaAs.
а —вычисленная эффективность собирдпн.г (полная); б — компонента эффективности
собирания, связанная с объемной областью базы; а —компонента, связанная с обеднен¬
ным слоем базы; г —потери на отражение.
Фиг. 5.14. Спектральный ответ гомопереходного солнечного элемента из
GaAs.
а — вычисленная эффективность собирания (полная); б —полный'вклад базовой области
р-GaAs; в —вклад слоя GaAs; е —потери на отражеине.
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
163
Выражение для полной плотности фототока солнечного эле¬
мента имеет вид
/? = /? + Jdr + /в + JdR' (5.24)
Различные компоненты фототока вычисляются интегрирова¬
нием по области энергий фотона (hv>Eg), существенной для
рассматриваемой части элемента. Спектральный фотоответ, т. е.
число собранных электронов в расчете на один падающий фо¬
тон, и полный фототок, собираемый переходом, были вычислены
Фиг. 5.15. Эффективности собирания гетеропереходиыми и гомопереходными
солнечными элементами.
для различных гетеропереходных пар. На фиг. 5.13 показаны
кривые спектрального фотоответа гетероперехода ZnSe — GaAs
(элемент В-1). Вклад слоя ZnSe равен нулю, поскольку для
фотонов с энергией, большей, чем ширина запрещенной зоны
ZnSe, собирание пренебрежимо мало. Вклады объемной области
базы и обедненного слоя базы показаны на фиг. 5.13 по отдель¬
ности. Для данного элемента толщина обедненного слоя базы
при нулевом смещении составляла 458 А. На фиг. 5.14 показан
спектральный фотоответ подобного гомопереходного элемента
GaAs (элемент F-1). Вклады от областей п-GaAs H,/?-GaAs
(база) показаны на фиг. 5.14 по отдельности. Сравнение
фиг. 5.13 и 5.14 показывает, что, как и можно было ожидать,
эффективность собирания в р-GaAs для гетеропереходного
элемента выше, поскольку поглощение в области «окна»
6*
ТАБЛИЦА 5.4 5
Эффективность преобразования солнечной энергии солнечными элементами
Эффективность солнечного
элемента '). 26
Тип солнечного
элемента
Обозна¬
чение
элемента
Rt, Ом
практическая
VP. в
Iр, мА
VplV ос
П>
П.
Лг
Лз
п — р ZnSe—GaAs
В-1
0,403
13,35
13,66
16,76
19,34
0,814
45,63
0,88
В-2
0,422
12,8
13,09
16,71
19,34
0,809
44,0
0,88
п — р GaAs—GaAs
F-1
0,51
10,32
10,6
18,28
21,11
0,733
39,14
0,87
р — п GaAs—GaAs
G-1
0,933
10,48
10,9
20,73
24,01
0,82
35,52
0,87
я — pGaP—Si
С-1
1,752
10,15
12,5
13,40
15,47
0,471
59,93
0,73
С-2
0,183
10,74
10,94
13,40
15,47
0,553
54,0
0,86
я — р Si—Si
D-1
0,958
11,69
13,33
17,54
20,25
0,477
68,2
0,78
D-2
0,561
11,98
12,89
17,54
20,25
0,499
66,8
0,81
п — р ZnSe—Ge
А-1
0,404
8,18
9,48
11,32
13,15
0,244
93,0
0,72
А-2
0,423
7,84
9,11
11,32
13,15
0,241
90,6
0,72
я — р GaAs—Ge
Е-1
0,501
6,77
8,1
11,752)
13,66 2)
0,223
84,5
0,70
Е-2
0,321
6,45
7,14
11,75 2)
13,66 2)
0,233
76,9
0,74
!) С учетом потерь, связанных с последовательным сопротивлением, и всех других потерь, за исключением рекомбинации на
границе раздела, параметры которой в настоящее время неизвестны: величина получена в пренебрежении потерями за счет
последовательного сопротивления (^ = 0); т|г получена в предположении, что потери иа отражение отсутствуют и собирание
в области «окна» полное; т|э вычислена так же, как и 112, ио без учета потерь за счет площади поверхностного контакта, т. е.
в предположении, что как Аполн, так и -Аакт равны 2 см2.
2) Эти величины т) для элемента GaAs—Ge нельзя сравнивать с величинами, находящимися в столбцах над инми. Они получены
для случая, когда собирание при энергии hv>Eg2 полное, а не с учетом влияния тонкого «окна*. Это предполагает возможным
собирание из поверхностного слоя.
ГЛАВА 5
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
165
отсутствует. Однако кривая спектрального фотоответа гетеро¬
переходного элемента резко обрывается при энергии кванта,
равной ширине запрещенной зоны ZnSe.
В табл. 5.3 приведены значения эффективностей собирания
(поверхностным слоем, базовым слоем и полной) различных
солнечных элементов. «Эффект окна» дает в элементе
ZnSe — GaAs заметный выигрыш по сравнению с солнечными
элементами GaAs — GaAs. Это ясно видно из фиг. 5.15, которая
включает также кривые для элементов Si — Si и GaP — Si. Эф¬
фективность собирания у гетеропереходных элементов GaP — Si
мала по сравнению с элементами Si — Si главным образом по¬
тому, что край оптического поглощения Si не резок, а скорость
поверхностной рекомбинации на Si можно сделать малой
(103 см-с-1 по сравнению с предполагаемой для GaAs величи¬
ной 105 см-с-1). Однако если учесть эффекты, связанные с после¬
довательным сопротивлением (разд. 5.6.3), то оказывается, что
«эффект окна» уменьшает последовательное сопротивление эле¬
мента GaP — Si и повышает эффективность элемента (по М01Щ
ности) до уровня, сравнимого с уровнем для гомопереходных
элементов Si — Si.
В табл. 5.3 включены также данные, относящиеся к солнеч¬
ным элементам п — р ZnSe — Ge и п — р GaAs — Ge. Послед¬
ние представляют собой пары с хорошо согласованными решет¬
ками, и в них наблюдалось собирание неосновных носителей.
Однако ширина запрещенной зоны Ge недостаточно велика,
чтобы эти солнечные элементы были эффективными (табл. 5.4).
5.6.3. Вычисления последовательного сопротивления
Основной компонентой последовательного сопротивления
солнечного элемента обычно является сопротивление тонкого
поверхностного слоя. В гетеропереходных элементах «эффект
окна» позволяет увеличить толщину поверхностного слоя и та¬
ким образом уменьшить последовательное сопротивление. Чтобы
сравнить различные возможные элементы, предположим, что на
полупроводниках можно сделать хорошие омические контакты,
так что сопротивление контакта пренебрежимо мало. Таким об¬
разом, внутреннее сопротивление будет представлять собой
сумму сопротивлений области базы и поверхностного слоя. Со¬
противление базовой области RB определяется выражением
Rb — Pgd/A,
где рв — удельное сопротивление базовой области, А — площадь
элемента (в см2).
Сопротивление поверхностного слоя было вычислено по ме¬
тоду, описанному Хэнди [528]. Для геометрии, изображенной на
466 ГЛАВА 5
фиг. 5.10, площадь А равна 2 см2, а сопротивление поверхност¬
ного слоя Rs в обозначениях Хэнди имеет вид
Г+W <5-25>
причем
RC=R^ + ,я,+ !/,#, + /?, +R< )/(2+ Яз'+ДЯб)’
П Ас {Пс “Г A I) D Ps'3 П D
Дп"“ о / о n I D \ t А4 v « > А,'5 Ал
'■Р- 2 (2/?с Ч- /?i) ’ А4— t,s ’ Af> 21^-Гз *
а гз определяется соотношением
(2r3/s)2 = 2Г/г3 - 1 - 2 (W/r3 - l)2 In [W/(W - r3)], (5.26)
где ps — удельное сопротивление поверхностного слоя. При
s = 0,4 см и W = 0,9 см решение уравнения (5.26) дает для г3
величину 0,267.
Величины Ri, R3 и R7, представляющие собой сопротивления
контактной полоски, полоски сетки и контактное сопротивление
нижнего электрода на объеме, были приняты, согласно работе
Хэнди, равными соответственно 0,002; 0,4 и 0,08 Ом. Полное
последовательное сопротивление RT вычислялось по формуле
Rt — Rb 4~ Rs ”Ь R\ "Ь (5.27)
Приведенные в табл. 5.4 величины RT для элементов ме¬
няются от 0,183 до 1,752 Ом в зависимости от принятых значе¬
ний уровня легирования и подвижности, а также от толщины
«оконного» слоя в гетеропереходных элементах. Для рассмот¬
ренных гомопереходных элементов из Si были получены вели¬
чины 0,561 и 0,958 Ом в двух различных случаях. Они сравнимы
с величиной 0,72 Ом, измеренной на высокоэффективных
я+ — р-элементах такой же геометрии [528].
'5.6.4. Вычисление эффективности солнечного элемента
Соотношение между напряжением и током через солнечный
элемент можно представить в виде
1 = AnojIH(Jd0 + Jrgo) (ехр[?(К — IR) kT]— 1) — /гЛакт, (5.28)
где Лполн и Лакт представляют собой полную площадь и актив¬
ную, площадь солнечного элемента, а /г— плотность фототока,
собираемого переходом при коротком замыкании. На фиг. 5.16
схематически изображен солнечный элемент, вырабатывающий
мощность на нагрузку. Не существует простого аналитического
соотношения между V и /, которое определяло бы точку на за¬
висимости /(У) [формула (5.28)], соответствующую максималь¬
ной. отдаваемой мощности. Поэтому для каждого элемента
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
167
вольтамперная характеристика вычислялась по точкам, а затем
определялась точка, соответствующая максимальной мощности.
В табл. 5.4 приведены значения тока и напряжения в этой точке,
обозначаемые 1Р и VP, а также полная эффективность преобра¬
зования солнечной энергии rio- Эта полная эффективность, учи¬
тывающая основные потери, определяется формулой
•По:
Vp
0,139-2
• 100,
(5.29)
где 0,139 есть плотность солнечной энергии (в Вт-см~2), падаю¬
щая на элемент, а 2 — полная площадь элемента в см2.
Нагрузка
Фиг. 5.16. Схема солнечного элемента, вырабатывающего мощность на
нагрузку.
В табл. 5.4 включены также вычисленные для каждого эле¬
мента эффективности с учетом лишь некоторых механизмов по¬
терь. Эти большие значения эффективности приведены для срав¬
нения с результатами предыдущих расчетов, основанных на
таких упрощениях; они представляют собой некие верхние пре¬
делы. Однако столь высокие значения недостижимы на прак¬
тике, и нам следует в основном обращать внимание на вели¬
чины Г|о.
Приведенные результаты показывают, что можно надеяться
получить гетеропереходные солнечные элементы с эффектив¬
ностью г|о, сравнимой или даже превышающей эффективности,
достигнутые на гомопереходиых элементах из Si или GaAs.
Наше рассмотрение, однако, не учитывает рекомбинацию на
границе раздела. Она представляет собой относительно мало
известный фактор в гетеропереходных солнечных элементах, по¬
скольку лишь немногие приемлемые структуры были изготов¬
лены и изучены.
Теоретические расчеты показывают, что с этой оговоркой
гетеропереходные солнечные элементы п — р ZnSe — GaAs
должны давать эффективность больше 13%- Эта величина срав¬
нима с вычисленными аналогичным путем величинами: пример¬
но 10—12% для GaAs и 12% для Si. Однако здесь не учитыва¬
лось влияние встроенных полей на работу элемента. На прак¬
тике это увеличивает эффективность кремниевых элементов до
168
ГЛАВА 5
более чем 13%. Можно ожидать сравнимого улучшения элемен¬
тов п — р ZnSe — GaAs в результате создания встроенных
полей.
Выходное напряжение элемента ZnSe — GaAs при нагрузке,
соответствующей оптимальной мощности, составляет, согласно
расчетам, свыше 0,8 В; уменьшение напряжения при изменении
мощности на нагрузке от нуля до максимальной равно 12%. Обе
эти величины лучше, чем у гомопереходиых элементов из Si, для
которых напряжение на нагрузке составляет примерно 0,5 В,
а изменение напряжения — примерно 20%. Более того, при
работе в условиях высоких температур элементы ZnSe — GaAs
должны обладать преимуществами перед элементами Si, по¬
скольку ширина запрещенной зоны GaAs больше, чем у Si.
Из табл. 5.4 видно, что гетеропереходные элементы GaP — Si
также представляют интерес, хотя ожидаемые эффективности
у них немного меньше, чем у кремниевых элементов.
Другое потенциальное преимущество гетеропереходных эле¬
ментов заключается в том, что они, возможно, должны меньше
портиться под действием излучений в условиях космоса. Пока
имеется мало данных о влиянии радиационных нарушений на
ZnSe, GaP и GaAs. Однако в гетеропереходах с толстым поверх¬
ностным слоем и с областью «окна», используемой для генера¬
ции фотоносителей в базовой области, радиационные нарушения
могут оказывать слабое воздействие, если они сосредоточены
в основном в поверхностном слое, который не вносит вклад в со¬
бирание носителей. В гомопереходиых элементах для защиты
от радиационных повреждений используются прозрачные по¬
крытия. Возможно, что в гетеропереходных элементах с тол¬
стыми областями «окон» удастся обойтись без этих покрытий.
5.7. Гетеропереходные лазеры на системе GaAs — AlxGai_xAs
Лазерный эффект был впервые обнаружен в 1960 г.
в А120з, легированном Сг. За этим последовало создание в 1961 г.
газового лазера, а в 1962 г. диодного лазера на GaAs. Обзор
развития инжекционных лазеров, за исключением последних не¬
скольких лет, содержится в книге «Лазеры на GaAs», издан¬
ной Гухом [457]. К числу многих других полезных обзоров отно¬
сятся работы Натана [974], Редикера [1119] и Стерна [1325]. Эта
обширная литература упомянута потому, что последующее рас¬
смотрение предполагает некоторое, хотя и не очень детальное,
знакомство читателя с основными представлениями, касающи¬
мися инжекционных лазеров.
Диодные инжекционные лазеры медленнее находили приме¬
нение по сравнению с другими лазерными системами главным
образом в связи с их малой мощностью и необходимостью ра
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
169
боты при температуре ниже комнатной. С развитием гетеропере¬
ходных лазеров с ограничением был осуществлен непрерывный
режим работы при комнатной и более высоких температурах
(Хаяси, Пэниш с сотр.1)). Плотность порогового тока для ла¬
зерного эффекта была уменьшена по крайней мере в двадцать
раз. К преимуществам инжекционных лазеров относятся малые
размеры и возможность модуляции сигналами, накладываемыми
на ток инжекции. Применение инжекционных лазеров продол¬
жает ограничиваться, однако, тем, что они не обладают малой
шириной спектральной линии, большими размерами выходной
апертуры и когерентностью конкурирующих лазеров. Некоторые
типичные значения этих и других параметров приведены Вэлли-
зом [1421].
Концепция гетеропереходного диодного лазера начала раз¬
виваться в 1963 г. К концу этого года Кремер [746] в своей пуб¬
ликации рассмотрел возможности осуществления лазерного
эффекта2). Наиболее важное из высказанных Кремером сообра¬
жений состояло в том, что накопление или ограничение инжек¬
тированных носителей в узкой активной области позволит до¬
стичь инверсной заселенности при меньших плотностях тока.
Кремер также высказал предположение о том, что применение
гетеропереходов, возможно, открывает путь к осуществлению
лазерного эффекта в полупроводниках с непрямыми переходами.
Этот вопрос был в дальнейшем исследован Вангом [1467], а так¬
же Вангом и Ценгом [1468], которые предположили, что можно
воспользоваться гетеропереходом GaAs — Ge для осуществле¬
ния непосредственной инжекции в долину с k = (ООО) германия.
Однако исследования показали, что время пребывания носителя
в этой долине до рассеяния в долину, соответствующую непря¬
мым переходам, чрезвычайно мало, и едва ли таким путем
удастся осуществить лазерный эффект в веществах с непрямыми
переходами, таких, как Ge и Si.
Реализация концепции гетеропереходного лазера на GaAs
зависела от того, найдется ли более широкозонный полупровод¬
ник с превосходно подходящей к GaAs решеткой (чтобы свести
к минимуму рекомбинацию на границе раздела) и подходящими
значениями высот барьеров и показателей преломления, обеспе¬
чивающими ограничение как носителей, так и фотонов. Такой
материал существует, это сплав AKGai-^As, но потребовалось
несколько лет работы Алферова с сотр. в СССР, а также Пэ-
ниша и Хаяси и Кресселя с сотр. в США, прежде чем были
*) Решающую роль здесь сыграли работы советских ученых Ж. И. Алфе¬
рова и его коллег, выполненные в Физико-техническом институте им. Иоффе
в Ленинграде. — Прим. ред.
2) В СССР [19] было получено авторское свидетельство иа гетеропереход-
ный лазер Алферовым и Казаринорым [23].
170
ГЛАВА 5
получены замечательные результаты. Последующие несколько
страниц посвящены краткому изложению свойств гетероперехо¬
дов AUGai-xAs — GaAs. Далее следует обзор свойств получен¬
ного лазера.
5.7.1. AlxGaV-xAs и его граница раздела с GaAs
AlAs представляет собой полупроводник с шириной запре¬
щенной зоны, большей, чем у GaAs, и с очень хорошо согласо¬
ванной с GaAs решеткой. Поверхность этого материала, если ее
не защищать после выращивания, обычно не очень стабильна,
1
1
I
§
1
GaAs
Малярное содержание AlAs
а
AlAs
ч
1ч
^3
*3
Фиг. 5.17. Свойства переходов AlGaAs — GaAs.
а—зависимость ширины запрещенной зоны для прямых и непрямых переходов (опре¬
деленная нз измерений фотоответа) от состана Al^Ga^^As (207j; 6 — зависимость i ели-
чины разрыва в зоне проводимости &ЕС гетеропереходов Al^Ga^^As —GaAs от ширины
запрещенной зоны Al^Ga^^As; t — n—p AI^Ga^^As — GaAs; 2 — p — ti Al-Ga. *As —
-GaAs [20].
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
171
хотя недавно было сообщено о том, что в этом отношении полу¬
чены лучшие результаты. Высокая химическая активность А1
также, видимо, приводит к высоким уровням легирования за
счет загрязнения в процессе изготовления. Оказалось, однако,
что постоянная решетки AlAs равна 5,661 А, что почти совпадает
с постоянной решетки GaAs (5,654 А). Было найдено, что ши¬
рина запрещенной зоны (непрямой) AlAs составляет примерно
2,1 эВ.
Поскольку сам по себе AlAs не очень стабилен, были пред¬
приняты исследования сплавов AlxGai_a;As; при этом выясни¬
лось, что материал обладает приемлемой стабильностью, если к
меньше 0,8. Далее обнаружилось, что слои Al^Gai-^As можно
вырастить на GaAs методом жидкостной эпитаксии [1184]. Этот
процесс стал лучше контролироваться после построения Пэни-
шем и Сумским [1041] фазовой диаграммы тройной системы
А1 — Ga — As. Было установлено, что изменение ширины пря¬
мой и непрямой запрещенных зон в зависимости от молярного
содержания AlAs изображается зависимостью, показанной на
фиг. 5.17, а. Отсюда следовало, что материал с содержанием А1
в пределах 0,2—0,4 должен давать подходящее различие в ши¬
рине запрещенной зоны для исследования гетеропереходов. Од¬
нако требовалось определить форму энергетических барьеров
между AlxGai-^As и GaAs. С помощью электрических измере¬
ний на р — п- и п — р-структурах в этих гетеропереходных си¬
стемах Алферов с сотр. пришел к заключению, что разрыв АЕ„
в валентной зоне близок к нулю, тогда как разрыв АЕс в зоне
проводимости равен разности в величине Eg компонент гетеро¬
перехода (фиг. 5.17,6).
Для Alo.3Gao.7As— GaAs величина Д Ес равна примерно
0,4 эВ, а ширина запрещенной зоны Al0,3Ga0,7As составляет
1,8 эВ. Поэтому можно ожидать, что диаграмма энергетических
зон имеет вид, изображенный на фиг. 5.18. На фиг. 5.18, а пока¬
зана зонная диаграмма перехода Al^Ga^As — GaAs при нуле¬
вом смещении. Изгиб зон вызван переходом электронов из
tt-Al^Gai-xAs в р-GaAs для выравнивания уровней Ферми по
обеим сторонам перехода. Предполагается, что влияние состоя¬
ний на границе раздела пренебрежимо мало; вероятно, это до¬
пустимо ввиду превосходных условий согласования решеток.
Смещение в прямом направлении, когда Al^Ga^As находится
под отрицательным потенциалом, приводит к диаграмме, изо¬
браженной на фиг. 5.18,6. Здесь уровни Ферми разделены энер¬
гией, деютветствующей приложенному напряжению Va, а в диа¬
грамме для р-GaAs указано положение квазиуровня Ферми,-
характеризующее концентрацию инжектированных электронов
до того, как они рекомбинируют с дырками дальше от границы
раздела. Поскольку на фиг. 5.18,6 расстояние уровня Ферми от
172
ГЛАВА 5
края зоны проводимости 62 меньше, чем 61, можно заключить,
что концентрация инжектированных электронов в GaAs больше,
чем концентрация электронов в n-AlxGai_xAs, откуда происхо¬
дит инжекция (предполагается, что плотности состояний в
AlxGai_xAs и GaAs не очень сильно различаются). Этот эффект
*Г(п)
п-Pix0a,.x/\s
Квазиуровень
ДЕС /Ферми
у
^ р- GaAs
' Ец
ДЕг
p-GaAs
Ег~
p-Al^Ga/.jAs
г ~~Б9
в 8
Фиг. 5.18. Энергетическая диаграмма гетеропереходов AlxGai_xAs — GaAs,
построенная в предположении, что ДЕс ~ 0,4 эВ, а величина ДEv пренебре¬
жимо мала.
с — переход гг — р AlxGa1—xAs — GaAs в отсутствие приложенного напряжения. Варьиро¬
вание содержания А1 п пределах нескольких сотеи ангстрем у границы раздела умень.
шает влияние ДЕс. б —переход а при прямом смещении V а. Положение уровня Ферми
в р-GaAs указывает концентрацию инжектированных электронов, которая может быть
больше, чем концентрация электронов в эмиттере, в —диаграмма энергетических зои
перехода р — rt Al^Ga^^As — GaAs в отсутствие приложенного напряжения, г —диа¬
грамма энергетических зон р — р-гетероперехода в пренебрежении эффектами, связан¬
ными с состояниями па границе раздела.
называется «суперинжекцией» и является специфической чертой
гетеропереходов. Он был обстоятельно исследован Алферовым
с сотр. [19, 34].
На фиг. 5.18,0 показана энергетическая диаграмма р — п-
(а не п — р-) перехода AlxGai_xAs — GaAs. Очевидно, что при
существующих величинах барьеров ток в таком переходе пере¬
носится в основном благодаря инжекции дырок в п-GaAs. Энер¬
гетическая диаграмма структуры p-GaAs/p-AlxGai_xAs пока¬
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
173
зана на фиг. 5.18, г. Видно, что величина барьера в зоне прово¬
димости определяется главным образом разрывом кЕс.
Если рассматривать двойную гетеропереходную структуру
«-AlxGai-^As/p-GaAs/p-Al^Gai-xAs, то ее энергетическую диа¬
грамму можно представить как помещенные рядом фиг. 5.18,6
и г. Следовательно, АЕС на ,,
, . , 0 , , Интенсивность
фиг. 5.18,2 будет действовать фотолюминесценции GaAs
как ограничивающий барьер
для электронов, инжектирован¬
ных в GaAs, а барьер в ва¬
лентной зоне на фиг. 5.18,6
дает ограничение для дырок.
Граница раздела между
AlsGai-sAs и GaAs при выра¬
щивании методом жидкостной
эпитаксии, по-видимому, отно¬
сительно свободна от дефектов,
являющихся центрами безыз-
лучательной рекомбинации. Это
было установлено при иссле¬
довании фотолюминесценции
поверхности GaAs при возбуж¬
дении излучением Не — Ne-ла-
зера (6328 А) через слой
Alo.eGao.iAs (549]. При комнат¬
ной температуре внешняя эф¬
фективность фотолюминесцен¬
ции (8800 А) была гораздо
больше, если она измерялась
в области, где поверхность
GaAs была покрыта слоем
Al*Gai_xAs, по сравнению с ее
величиной, измеренной на том
же GaAs без этого слоя. От¬
сюда следует, что на границе
раздела имеется гораздо меньше центров безызлучательной ре¬
комбинации, чем на открытой поверхности GaAs. Форма спект¬
ра фотолюминесценции (фиг. 5.19) одна и та же независимо
от того, имеется или нет слой AlGaAs. Отсутствие хвоста в об¬
ласти больших энергий указывает на то, что переход от GaAs
к Al^Gai-sAs происходит на расстоянии, меньшем, чем глубина
проникновения ('Д мкм) излучения Не — Ne-лазера. Другим
свидетельством малой плотности центров безызлучательной
рекомбинации на границе раздела служит высокая внешняя эф¬
фективность спонтанного излучения мезадиодов с одной гетеро¬
структурой. Это наблюдается даже при таких низких плотно¬
hv, эВ
Фиг. 5.19. Спектры фотолюмине¬
сценции поверхности подложки из
GaAs, покрытой (1) и не покрытой (2)
слоем AlxGai_xAs.
Как видно, оба спектра были получены
на одной и той же сошлифованной под
углом подложке. Подложка и верхний слой
д-тнпа [549].
174
ГЛАВА 5
стях тока, как 1 А-см-2 (примерно 3-10,3см_3 возбужденных но¬
сителей). Поэтому можно ожидать, что при гораздо больших
плотностях тока, порядка нескольких тысяч ампер на квадрат¬
ный сантиметр, когда наблюдается лазерный эффект, безызлу-
чательная рекомбинация на границе раздела пренебрежимо
мала.
Фиг. 5.20. Определение диффузионной длины электронов в активной области
гетеропереходного лазера с ограничением методом фотоинжекции [549].
На фиг. 5.20 показана схема другого интересного экспери¬
мента, в котором была определена длина диффузии электронов,
созданных излучением Не — Ne-лазера в пределах малой глу¬
бины проникновения ('Д мкм) от границы раздела
GaAs — AljcGai-jcAs. При толщине области p-GaAs 1,8 мкм 95%
созданных светом электронов достигали границы раздела п — р
GaAs — GaAs, тогда как при толщине 4,7 мкм собирание состав¬
ляло 80%. Длина диффузии электронов в р-GaAs, определенная
из этих данных, составляла 6—7 мкм или, возможно, на 50%
меньше, если учесть вероятное влияние градиента концентра¬
ции Zn в области d. Такая величина диффузионной длины ука¬
зывает на необходимость пространственного ограничения элек¬
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
175
тронов в лазерных структурах, где толщина активной области
обычно значительно меньше.
Алферов с сотр. [40—48] провел детальные исследования
гетеропереходов AlxGai_xAs — GaAs. Если GaAs слабо или уме¬
ренно легирован (<2-1017 см-3), то наблюдается инжекция че¬
рез барьер. Вольтамперные характеристики таких гетероперехо¬
дов описываются выражением
I = /01 exp (qV/2kT) + /02 exp (qV/kT), (5.30)
где температурные зависимости коэффициентов /<п и /02 согла¬
суются с моделью Саха — Нойса — Шокли для рекомбинации
носителей в области пространственного заряда и в объеме полу¬
проводника. В более сильно легированных переходах домини¬
руют туннельные эффекты. В результате исследования спектров
электролюминесценции и зависимости поляризации света от на¬
пряжения смещения обнаружены термоинжекционное заполне¬
ние хвостов и рекомбинационные переходы с «диагональным»
туннелированием. Мы не будем здесь подробно рассматривать
эти вопросы.
5.7.2. Лазеры на AlxGai-xAs — GaAs с ограничением
с одним или двумя гетеропереходами
В гетеропереходной лазерной структуре следует рассматри¬
вать эффекты ограничения двух типов. Существуют ограничения
области сосредоточения инжектированных носителей энергети¬
ческими барьерами в зоне проводимости и валентной зоне.
Имеется также волноводное ограничение фотонов, обусловлен¬
ное изменениями показателя преломления на границах раздела
GaAs — AlxGai-xAs. Оба эффекта ограничения способствуют
понижению пороговой плотности тока для лазерного эффекта.
Ограничение носителей влияет преимущественно на инверсную
заселенность, а следовательно, на усиление р лазерного резо¬
натора и позволяет уменьшить толщину активной области GaAs.
Ограничение, связанное с показателем преломления, уменьшает
потери фотонов из лазерного резонатора и относится в основном
к потерям, описываемым членом а в лазерном анализе. Вопросы,
связанные с волноводным эффектом и резонансными модами
в лазерах, рассматривались Мак-Уортером [894], Нельсоном и
Мак-Кенной [978], Захосом и Риппером [1543], а также Адамсом
и Кроссом [7].
На’фиг. 5.21 проведено сравнение структур с гомопереходом,
с одним гетеропереходом и двумя гетеропереходами. Видно, что
ограничительные барьеры в гомопереходной структуре весьма
Малы и связаны в основном с различием в легировании. Видно
Показатель
176
ГЛАВА 5
также, что распространение света по обеим сторонам активной
области довольно велико. В лазере с одним гетеропереходом
имеется ограничивающий электроны барьер высотой примерно
0,4 эВ и показатель преломления уменьшается примерно на 5%
при переходе от д-GaAs к р-AlxGai_xAs, что приводит к огра-
Гомоструктура
I
я-GaAs | р-GaAs
Структура с одним
гетеропереходом
, р-М-х-
л-GaAs !p-GdAsj Gat.xAs
—■f т—
Структура с двумя
гетеропереходами
n-PXx- . I р-А1х-
Ga/.xAs GaAs ' Ga?-xAs
ГГС7
bv > Р
1
ре
k-H
~Imkm
t*—
0,1мкм
kh—~о,ыт
Фиг. 5.21. Физическая структура, зонная схема при рабочем напряжении,
ступеньки показателя преломления и распределение световой мощности
в лазерных диодах с гомоструктурой, с одной и двумя гетероструктурами
[1040].
ничению распространения света через эту поверхность. Однако
на границе раздела n — р Ga — As показатель преломления
меняется мало и имеют место значительные потери фотонов,
уходящих в п-GaAs. При больших токах и малой толщине об¬
ласти р-GaAs может произойти инжекция дырок в области
п-GaAs, что повлияет на работу лазера. В двойной гетеропере-
ходной структуре можно ожидать ограничения носителей и фо¬
тонов по обеим сторонам активной области, как это показано
на фиг. 5.21.
На фиг. 5.22 проведено сравнение зависимостей выходной
мощности от импульсного тока для трех типов лазерных струк¬
тур. Видно, что при переходе к структуре с одним гетеропере¬
ходом пороговая плотность тока лазера уменьшается од 40 000
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
177
до 8000 А-см-2. Для лазера с двумя гетеропереходами пороговая
плотность тока меняется в пределах 1000—2500 А-см-2 в зави¬
симости от размеров структуры и других деталей технологии.
Можно ожидать, что зависимость пороговой плотности тока от
длины резонатора описывается соотношением
ЛА = (1/Ар)[<хА + 1п(1/£)],
(5.31)
где a — внутренние потери на единицу длины, р — усиление на
единицу длины и на единицу плотности тока, R — коэффициент
го
18
3001Г
Jih=Z500 А-см'г
го зо ьо
Ток, А
60 70
Фиг. 5.22. Сравнение зависимостей выходной мощности от импульсного тока
/ — для лазера с ограничением с двумя гетеропереходами; 2 — для лазера с ограниче*
нием с одним гетеропереходом; <? — для гомопереходного лазера. Площади лазеров оди¬
наковы |728].
отражения [1085]. Экспериментальные зависимости Jth от 1/L
для трех типов структур показаны на фиг. 5.23.
Длины резонаторов обычно употребляемых лазеров лежат
в пределах 250—500 мкм. Видно, что при данных значениях a
и р последующие степени ограничения уменьшают потери от 60
до 10 см-1 и увеличивают усиление от 1,7 до 20 см_1-кА-1. Даль¬
нейшее исследование лазеров с двумя гетеропереходами показы¬
вает, что через экспериментальные точки можно провести пря¬
мую, соответствующую пропорциональной зависимости
от 1IL. Оказывается, что усиление возрастает с увеличением
плотности рабочего тока по степенному закону /т, где т — 2
или несколько больше (см. [467] для лазеров с одним гетеро-
перехсщом и [553] для лазеров с двумя гетеропереходами).
Плотность порогового тока в лазерах с двумя гетероперехо¬
дами меняется почти обратно пропорционально толщине d ак¬
тивной области GaAs, как это показано на фиг. 5.24. Чем менщце
178
ГЛАВА 5
толщина активной области, в которой должна быть осуще¬
ствлена инверсная заселенность, тем меньше ток и плотность
тока, требуемые для ее достижения. Однако в лазере с одним
гетеропереходом при 300 К имеет место потеря дырок, если ак¬
тивная толщина d меньше примерно 2 мкм, что связано с непол¬
ным ограничением на границе раздела п—р GaAs; в резуль¬
тате пороговая плотность тока проходит через минимум, как это
видно на фиг. 5.24 (верхняя
кривая).
Распределение интенсивно¬
сти светового пучка инжек-
ционного лазера зависит от
резонансных мод и дифрак¬
ционных ограничений, нала¬
гаемых прямоугольной сим¬
метрией активной области
[1542]. Однако при некоторых
условиях это распределение
может быть гауссовым, что
удобно для последующих оп¬
тических операций. Для гомо-
переходного лазера или ла¬
зера с одним гетеропереходом
ширина углового распределе¬
ния (по половинной интенсив¬
ности) в плоскости, перпенди¬
кулярной переходу, составляет
10—15°. Для эффективной кол¬
лимации пучка необходимо
пользоваться оптической си¬
стемой с апертурой примерно
f/2 [457]. Было показано, что
при помощи лазеров с одним гетеропереходом со спектральной
шириной линий порядка 20 А можно восстановить голографиче¬
скую информацию с числом разрешаемых линий примерно
200 X 200 [400]. В структурах с двойным ограничением с очень
малой толщиной активной области ширина углового распреде¬
ления составляет 40° или больше, что соответственно затруд¬
няет коллимацию.
Лазерное излучение диода с двумя гетеропереходами обычно
поляризовано таким образом, что электрический вектор парал¬
лелен плоскости перехода. Это соответствует ТЕ-модам лазер¬
ного резонатора в отличие от гомопереходных лазеров и лазеров
с одним гетеропереходом, в которых распределение поля можно
приближенно представить в виде ТЕМ-мод, а излучение обычно
Я? имеет явно выраженной поляризации.
40 60
1/L, см'1
Фиг. 5.23. Зависимость пороговой
плотности тока от 1 /L для лазе¬
ров с гомопереходом (/), с одним (2)
и двумя (3) гетеропереходами.
Потери а измеряются в см-1, и усиление
Р-в см-1-kA-i [1040].
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
179
На фиг. 5.25 приведены характеристики лазера с двойным
ограничением в непрерывном режиме при комнатной темпера¬
туре. Видно, что интенсивность света быстро возрастает при
токах выше порогового, а дифференциальная эффективность со¬
ставляет примерно 5%. При токе 1,3 Jth (1,0 А) полная интенсив¬
ность света, выходящего в обе стороны диода, равна 20 мВт,
а общая квантовая эффективность составляет 1,6%. Пороговая
плотность тока в импульсном режиме примерно на 20—30%
меньше, чем в непрерывном.
Пороговая плотность тока гетероструктурных лазеров умень¬
шается при понижении температуры ниже 300 К. Например,
у лазера с двумя гетеропереходами при толщине активной об¬
ласти 1 мкм пороговая плотность тока может уменьшиться от
4• 103 А-см-2 при 300К до 2-103 А-см-2 при 200 К и менее чем
до 0,6-103 А-см-2 при 100 К.
Фиг. 5.24. Зависимость пороговой плотности тока от толщины активной
области GaAs в гетеропереходных лазерах с двойным ограничением [1040],
180
ГЛАВА 6
Если активная область лазера с ограничением изготовлена
из ALcGaj-sAs вместо GaAs, то длина волны излучаемого света
уменьшается и попадает в видимую область спектра. В спек¬
тральном диапазоне 9000—8000 А квантовая эффективность от-
Фиг. 5.25. Зависимость световой мощности от тока диода в лазерном диоде
нз GaAs с двумя гетеропереходами при комнатной температуре для импульс¬
ного режима (скважность 10) и непрерывного режима.
Длина диода 370 мкм, толщина 80 мкм, площадь ЗЛО-4 см2 [1040].
носительно постоянна, но при меньших длинах волн она начи¬
нает быстро падать, уменьшаясь в 10 раз при 7000 А, чему соот¬
ветствует х « 0,3 [733].
5.7.3. Техника изготовления и монтажа
Лазеры с ограничением на основе GaAs изготовляются мето¬
дом жидкостной эпитаксии из растворов Ga. В обычно исполь¬
зуемых лодочках имеются четыре различных раствора с нуж¬
ным легированием, так что при движении кристаллической под¬
ложки можно вырастить четыре последовательных слоя. Такая
система показана на фиг. 9.28.
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
181
Кристалл подложки представляет собой п-GaAs, легирован¬
ный Те или Si с концентрацией 1 — 4-1018 см-3; он ориентирован
для выращивания на плоскости (11 Г) или (100). Первым выра¬
щивается слой n-AlxGai-sAs (величина х лежит в пределах
0,2—0,4) толщиной обычно 2—5 мкм, легированный, как пра¬
вило, Sn. Второй слой — активная область р-GaAs (толщиной
0,4—2 мкм), легированная Si и, возможно, в некоторой степе¬
ни Zn за счет диффузии из слоя 3. Слой 2 может также содер¬
жать небольшое количество А1, либо специально введенного,
либо проникшего из слоя /. Слой 3 представляет собой
p-AlxGai_xAs толщиной 1—2 мкм с концентрацией 3—8-1018 см-3
и величиной х в пределах 0,2—0,4. Четвертый и последний слой
есть р-GaAs, легированный любой подходящей акцепторной при¬
месью, часто Ge, с концентрацией 3—5-1018 см-3. Этот слой на¬
носится для получения лучшего контакта, чем тот, который
получился бы непосредственно на AlxGai_xAs. Слои 3 и 4
Фиг. 5.26. Лазер с двумя гетеропереходами GaAs — AlGaAs с полосковой
геометрией контакта.
Лазер смонтирован так, что сторона с полоской находится на металлизованном тепло¬
отводе из алмаза, теплопроводность которого в пять раз превышает теплопроводность
меди. Излучающая область —слой /?-GaAs.
Контакт Sn, Ni,Au
182
ГЛАВА 5
делаются очень тонкими, поскольку в лазере основной теплоот¬
вод обычно осуществляется слоем 4. Для улучшения тепловых
характеристик в качестве теплоотвода можно использовать ал¬
мазы типа II, которые обладают теплопроводностью, в пять раз
превышающей теплопроводность Си. Дополнительные детали
технологии приведены в работе Хаяси и др. [553].
Одним из технологических приемов, заслуживающих спе¬
циального упоминания, является изготовление контакта с поло¬
сковой геометрией (фиг. 5.26). При помощи такой геометрии
удобно получать устройства с малой площадью и с некоторым
потоком тепла в продольном направлении, что позволяет осуще¬
ствить непрерывный режим генерации при высоких температу¬
рах. Оптимальная ширина полоски S для типичных лазерных
структур составляет 10—15 мкм [359, 361]. За счет растекания
тока активная область перехода несколько шире, чем полоска.
Было обнаружено, что в лазерах из GaAs имеются два типа
повреждений. К ним относятся катастрофические отказы, когда
грань лазерного резонатора разрушается вследствие избыточной
плотности светового потока, а также постепенная деградация,
связанная с высокими плотностями рабочих токов. В ходе раз¬
вития гетеропереходных лазеров с малой плотностью рабочего
тока эффекты деградации были значительно уменьшены. В дио¬
дах с плотностью постоянного тока инжекции 8-103 А-см~2 после
1000 ч работы при комнатной температуре деградация была
очень слабой [1152]. Согласно другим исследованиям [728], у ла¬
зеров с одним гетеропереходом, работавших при 300 К с выход¬
ной мощностью 40 Вт на 1 мм длины грани при плотности им¬
пульсного тока 50-103 А-см-2 со скважностью 2,5-103, выход
света спадал меньше чем на 20% после 1000 ч работы.
Крессель и др. [737] недавно показали, что при заданной дли¬
тельности и форме импульса мощность, при которой начинается
разрушение, в лазерах с двумя переходами меньше, чем в лазе¬
рах с одним переходом. В структурах с двумя гетеропереходами
с плотностями пороговых токов 2000—3000 А-см-2 катастрофи¬
ческий отказ происходит при световой мощности, в 2—3 раза
меньшей, чем в структурах с одним гетеропереходом. Это обус¬
ловлено, вероятно, высокой плотностью световых потоков, свя¬
занной с малой шириной активной области у структур с двумя
гетеропереходами. Чтобы обойти эту трудность, Локвуд и др.
[836], а также Крессель и др. [738] применили структуру, кото¬
рую они назвали инжекционным лазером с большим оптическим
резонатором. Такой лазер представляет собой структуру с двумя
гетеропереходами, в которой область рекомбинации и оптиче¬
ский резонатор независимы друг от друга. Структура состоит
из области p-AljcGai-xAs (толщиной d\), тонкой области р-GaAs
(id2), являющейся слоем, излучающим свет в результате реком¬
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
183
бинации, области д-GaAs (d3), служащей оптическим резонато¬
ром, области n-AlxGai_xAs (d4) и подложки из п-GaAs. Излуче¬
ние возникает в области d2 благодаря инжекции электронов
из d3. Это излучение возбуждает моды более высокого порядка
в большом резонаторе, состоящем из областей d2 и d3. Обычно
d2 имеет толщину 0,5—1 мкм, a d3—1—6 мкм. При увеличе¬
нии d3 пороговая плотность тока меняется от 1200 до 8600 А-см-2,
но дифференциальная эффективность структуры превышает
40%- При комнатной температуре и скважности порядка 30 эф¬
фективность (по мощности) составляет 20%—это наивысшая
эффективность, достигнутая к настоящему времени при комнат¬
ной температуре. Порог для катастрофических разрушений
у этих устройств значительно выше, чем у обычных лазеров
с одним гетеропереходом, работающих в аналогичных условиях.
Глава 6
Барьеры металл—
полупроводник
6.1. Модель Шоттки
Согласно простой модели Шоттки, свойства барьеров, имею¬
щихся на контактах металл — полупроводник, определяются
разностью между работой выхода металла фт и электронным
сродством %s или работой выхода ф3 полупроводника. На
фиг. 6.1 и 6.2 показаны ожидаемые энергетические диаграммы
контактов металла с полупроводниками п- и p-типа. В част¬
ности, например, на фиг. 6.1,6 высота барьера, препятствующего
движению электронов из «-полупроводника в металл, равна
(фт—ф8), а высота барьера для обратного потока электронов
Металл
| вакуума
Фт
Li
Полупроводник
т
Металл Полупроводник
—L—EF Егт-Аг?
(05 %*)
Металл Полупроводник Металл Полупроводник
в г
Фиг. 6.1. Диаграмма энергетических уровней контактов металла с полупро¬
водниками «-типа.
а,б —для Фт>Фу в, г —для Фт<Ф3> Контакт б обладает выпрямляющими свойствами»
поскольку в зоне проводимости полупроводника существует барьер (Фт~Фзу При
прямом смещении полупроводник находится под отрицательным потенциалом по отно¬
шению к металлу и электроны движутся из полупроводника в металл. Контакт
£ — омцческцй, поскольку в зоне проводимости фактически иет барьера [1427].
барьеры МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
185
из металла в полупроводник (фт— %„). Если к переходу прило¬
жено в прямом направлении напряжение от внешнего источ¬
ника Va, так что полупроводник находится под отрицательным
потенциалом по отношению к металлу, то барьер для тока в пря¬
мом направлении становится равным q(VD—Va). Однако вы¬
сота барьера для обратного тока (фт— %s) остается в первом
приближении относительно независимой от приложенного на¬
пряжения или от уровня легирования полупроводника. Поэтому
высотой барьера для пары металл — полупроводник мы будем
называть величину (фт— х«)-
Сравнение фиг. 6.1,6 и г показывает, что в случае полупро¬
водника /г-типа контакт является выпрямляющим, если фт>фа,
и омическим, если фт < ф8. Предполагается, что для полупро¬
водника д-типа справедливо обратное утверждение. Однако
Фиг. 6.2. Диаграмма энергетических уровней контактов металла с полупро¬
водниками р-типа.
а, 6 — для Контакт б обладает выпрямляющими свойствами, поскольку имеется
барьер (Ф5 — препятствующий движению дырок. Этот барьер для дырок понижается,
если полупроводник находится под положительным потенциалом по отиошенио к ме¬
таллу. Величина равна + В случаях в, г контакт является омическим, по-
« 5
скольку фт> фs, и, следовательно, барьер, препятствующий протеканию TOKai отсут-
Полупроводник
а
6
Металл
Металл Полупроводник
Валентная зона
д
в
ствует [I427J*
186
ГЛАВА 6
экспериментальные данные для большинства полупроводников
как п-, так и p-типа не подтверждают эту простую модель, в ко¬
торой не учитывается влияние состояний на границе раздела.
Тем не менее продолжим рассмотрение простой модели
Шоттки. При попытке проверить концепцию барьера высотой
{фт — %s) возникает ряд трудностей. Одна из них состоит в том,
что имеется большой разброс экспериментально определенных
значений работы выхода металлов. Например, для А1 измерен¬
ные величины фт меняются в пределах от 2,98 до 4,36 эВ. Даже
для такого химически неактивного металла, как Аи, значения ф
изменялись в пределах от 4,0 до 4,92 эВ до тех пор, пока пос¬
ледние измерения в условиях сверхвысокого вакуума (в отсут¬
ствие Hg или масляной пленки из вакуумных насосов) не дали
величину 5,2 эВ [601, 1161].
Чтобы обойти эту трудность, можно принять средние значе¬
ния (Михаэльсон [917]), а также уделять большее внимание
последним измерениям или указывать разброс графически. Мы
будем использовать все три метода, поскольку в последующем
изложении отражены подходы различных авторов. В табл. 6.1
представлены типичные использованные значения. Приведены
ТАБЛИЦА 6.1
Величины работы выхода и электроотрицательности
Металл
Среднее
значение ')
<t>m, эВ
Последние
измерения,
эВ
Пределы измерения,
эВ
Электроотри-
цательиость
Еда
Mg
3,46
2,74—3,79
1,2
Al
3,74
4,2
2,98—4,36
1,5
Si
(Xs = 4,01)
—
—
1,8
Cu
4,47
4,4—4,5
3,85—5,61
1,9
Zn
(3,86)
—
3,08—4,65
1,6
Ge
(Xs — 4,13)
—
—
1,7
Ni
4,84
4,6—5,1
3,67—5,24
1,8
Ag
4,28
4,2-4,4
3,09—4,81
1,9
Cd
(4,08)
, —
3,68—4,49
1,7
Sn
4,11
—
3,12—4,64
1,7
Mo
4,28
—
4,08—4,48
—
Au
4,58
4,7—5,2
4,0 —5,2
2,4
W
4,63
—
4,25—5,01
2,3
Pt
5,29
5,48
4,09—6,35
2,2
*) По данным Мнхаэльсона (917] илн (для Zn и Cd) усреднение по всему интервалу
значений.
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
187
также величины электроотрицательности [470, 1059], которая
представляет собой способность различных атомов присоединять
электроны, когда атомы находятся близко друг от друга, как
при образовании химической связи. Таким образом, эффектив¬
ный перенос электронного заряда из металла в полупроводник
при почти атомном контакте, возможно, лучше описывать, осно¬
вываясь на величинах электроотрицательности, чем на различии
в работах выхода. Некоторые авторы (например, Мид и Спит-
цер [906, 907]) применили такой подход и пользовались значе¬
нием электроотрицательности, а не работы выхода металла.
Аргументом в пользу применения шкалы электроотрицательно-
стей Полинга служит то, что эти величины хорошо известны
•с точностью примерно ±0,1 эВ. За электроотрицательность
полупроводникового соединения, например GaAs, можно, ве¬
роятно, принять величину для компоненты с большей электро-
отрицательностыо, поскольку предполагается, что именно в мес¬
тах расположения таких атомов осуществляется наиболее тес¬
ный контакт с атомами металла.
В табл. 6.2 приведены результаты расчетов, основанных на
значениях фт — уа и на разности электроотрицательности для
контактов Au и А1 с несколькими полупроводниками д-типа. Ни
один из этих подходов не позволяет предсказать правильную
ТАБЛИЦА 6.2
Контакты между металлами и полупроводниками
Полупровод¬
ник
(п-типа)
Металл
Эксперимен
тальная
высота
барьера (эВ)
нли тип
контакта
Теоретическая
высота барьера,
метол работы выхода
(*т-*а)- эВ
Т еоретическая
высота барьера,
метод электро¬
отрицательности
iVm 'vs
Si
Au
0,81
0,57
0,60
Al
0,70—0,77
—0,26, омический
—0,30, омический
контакт
контакт
Ge
Au
0,45
0,45
0,70
Al
0,48
—0,38, омический
—0,20, омический
контакт
контакт
GaP
Au
1,30
0,55
0,3
Al
1,05
—0,29, омический
—0,6, омический
контакт
контакт
GaAs
Au
0,90
0,51
0,4
Al
0,80
—0,33, омический
—0,5, омический
контакт
контакт
CdS
Au
0,78
0,08
—0,1, омический
Al
Омический
—0,76, омический
контакт
контакт
контакт
—1,0, омический
контакт
188
ГЛАВА 6
высоту барьеров. Во многих случаях расчет предсказывает отри¬
цательную высоту барьера, что означает омический контакт,
тогда как на опыте контакты обнаруживают выпрямляющие
свойства.
Развивая подход, основанный на величине работы выхода,
Гепперт и др. [434] попытались с помощью процедуры усредне¬
ния найти эффективные значения работ выхода металлов и со¬
вместимые с ними величины энергий сродства к электрону для
полупроводников, находящихся в контакте с ними. Однако эф¬
фективный подход к проблеме высоты барьеров на контакте
металл — полупроводник требует специфического учета эффек¬
тов, связанных с поверхностными состояниями. Бардин впервые
количественно рассмотрел влияние состояний на границе раз¬
дела на зонную структуру [119]. Недавно Мид с сотр. внес зна¬
чительный вклад в решение этой проблемы применительно
к широкому кругу полупроводников.
6.2. Определение высоты барьеров
Прежде чем интерпретировать экспериментальные резуль¬
таты на основе модели, учитывающей состояния на границе раз¬
дела, следует рассмотреть методы измерения высоты барьера
между металлами и полупроводниками.
Уравнение Шоттки для тока, текущего через барьер (гл. 7),
имеет вид
J=Cexp(—<pB/kT)[exp{qValkT) — 1],
где С — константа (хотя и несколько зависящая от темпера¬
туры), которая определяется рассматриваемой моделью потока
носителей (эмиссия или диффузия). Поэтому зависимость In J
от приложенного напряжения Va имеет вид, изображенный на
фиг. 6.3, а. Следовательно, высоту барьера можно определить из
энергии активации, т. е. по наклону прямой, характеризующей
зависимость 1п / от l/Т при фиксированном напряжении пря¬
мого смещения Va на переходе металл — полупроводник
(фиг. 6.3, б).
Другой метод определения высоты барьеров основан на из¬
мерениях спектрального распределения фотовозбуждения в пе¬
реходах металл — полупроводник. Как показано на фиг. 6.4,
свет может попадать на переход либо через переднюю поверх¬
ность фотоэлемента, если металл очень тонок, либо через объем
полупроводника. Если энергия фотона больше высоты барьера,
но меньше ширины запрещенной зоны полупроводника, то на¬
блюдается фотоэмиссия электронов из металла в полупроводник
(процесс / на фиг. 6.4,6). Если энергия фотона превышает ши¬
рину запрещенной зоны полупроводника, то происходят прямые
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
189
межзонные переходы, что приводит к резкому возрастанию
фотоответа, как показано на фиг. 6.4, в.
Ток короткого замыкания, связанный с переходом фотовоз-
бужденных электронов через барьер, должен быть пропорциона¬
лен (hv— фв)2, если (hv— фв) больше, чем несколько kT [1295].
Поэтому зависимость квадратного корня фотоответа R'12 от hv
должна изображаться прямой линией, а экстраполяция этой
прямой к оси энергий дает высоту барьера фв1)- Это показано
Фиг. 6.3. Характеристики перехода металл — полупроводник.
а.твольтампериые характеристики контакта металл — полупроводник при прямом сме¬
шении; б — зависимость In / от \/Т для контакта металл — полупроводник при прямом
смедении [902].
на фиг. 6.5, а и б для контактов А1 с п- и р-GaAs. Согласно
фиг. 6.1,6, высота барьера фв должна быть равна (фт — %„),
П
а согласно фиг. 6.2, в, барьер фв должен быть равен (Es — фт),
р
где величина Es равна (%s -\-Eg). Поэтому сумма высот двух
барьеров (фв + фв 'j должна равняться Eg. Это подтверждается
данными фиг. 6.5, где сумма ф„ и фп равна 1,35 эВ, что доста-
°П р
точно близко к ширине запрещенной зоны GaAs.
Высоту барьера можно определить также, измеряя зависи¬
мость емкости от обратного напряжения. Для однородно легиро¬
ванного полупроводника зависимость С,~г от напряжения
*) Хотя из модели Фаулера следует линейная зависимость Р1/2 от hv,
в некоторых интервалах уровней легирования полупроводника можно полу¬
чить лучшую линейность, построив зависимость от hv величины RI* или
(Rhv) Ч Обе эти зависимости основаны на модели, учитывающей функцию
плотности состояний.
190
ГЛАВА в
изображается прямой линией, пересечение которой с осью абс¬
цисс дает высоту диффузионного барьера.
В табл. 6.3 приведены экспериментально определенные вы¬
соты барьеров для контактов ряда металлов с некоторыми из
наиболее часто используемых полупроводников.
Для получения воспроизводимых и определяемых собственны¬
ми свойствами полупроводника высот барьеров следует весьма
тщательно подготавливать поверхность перед напылением
Металл Полупроводник^ Металл
Ли—> hv-
Элемент с металлом Элемент с металлом
На передней поверхности на задней поверхности.
а.
i
Ю*
I?4
И*
II
В g
jl»e
С)
ю'1
-А
Возбуждение
/зона-зона.
Фотоэмиссия
из металла
0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6
Л, мкм
В
Энергия фотона, эВ
а
Энергия фотона, эВ
Фиг. 6.4. Фотоответ перехода ме¬
талл — полупроводник.
а—освещение фотоэлементов через перед¬
нюю или заднюю поверхность; б— процессы
фотовозбуждения при различных энергиях
фотона; в —при увеличении энергии фотона
к фотоэмиссии электронов из металла в
полупроводник добавляется межзонное
возбуждение электронов [902].
Фиг. 6.5. Определение высоты барьера
по спектральной зависимости фото¬
ответа переходов металл — полупро¬
водник AI — GaAs.
а—GaAs «-типа; б—GaAs p-типа. Мас¬
штаб по оси ординат произвольный [1314].
ТАБЛИЦА 6.3
Высота барьеров в контактах металлов с полупроводниками п-ти па
Наблюдаемые высоты барьеров при 300 К. эв
Металл
Si
Ge
SiC
GaP
jGa As
GaSb
InP
InAs
InSb
ZnS
ZnSe
CdS
CdSe
CdTe
А1
0,50—0,77
0,48
2,0
1,05
0,80
Омический
0,8
Омический
0,76
контакт
контакт
Ag
0,56—0,79
1,20
0,88
0,54
Омический
0,18 (77К)
1,65
0,35—0,56
0,43
0,66
контакт
Au
0,81
0,45
1,95
1,30
0,90
0,60
0,49
Омический
0,17 (77К)
2,0
1,36
0,68—0,78
0,49
0,60
контакт
Са
0,40
Сг
0,57—0,59
Си
0,69—0,79
0,48
1,20
0,82
1,75
1,10
0,36—0,50
0,33
Mg
1,04
0,82
0,70
Мо
0,56—0,68
Na
0,43
Ni
0,67—0,70
0,45
Pb
0,40—0,79
Pd
0,71
1,87
0,62
Pt
0,90
1,45
0,86
1,84
1,40
О
00
сл
|_
0,37
0,58
PtSi
0,85
W
0,66
0,48
WSi2
0,86
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
192
ГЛАВА 6
металла. Большинство методов химической обработки не в со¬
стоянии полностью удалить слои, находящиеся на поверх¬
ности полупроводника. Например, эллипсометрические измере¬
ния, выполненные на Si, показывают, что травление в HF — за¬
ключительный этап большинства методов предварительной
химической обработки — не удаляет слой окисла на Si толщи¬
ной 10—20 А. Тёрнер и Родерик [1411] исследовали эту проблему
для барьеров Шоттки металл — кремний «-типа и обнаружили
заметные различия между сколотыми и химически обработан¬
ными поверхностями. В табл. 6.4 приведены их результаты,
полученные из зависимостей C~2(V) для контактов различных
металлов с плоскостью (111) Si (1—10 Ом-см).
ТАБЛИЦА 6.4
Высота барьеров Шоттки на контактах металл—полупроводник
Высота барьера, эВ
Металл
фт' эВ
сколотые поверхности
химически обрабо¬
данные Тёрнера
н Родерика [14] Г
данные Арчера
и Аталлы [82]
танные поверхности
после старения
[НИ]
РЬ
4,20
0,79
__
0,41
А1
4,20
0,76
0,77
0,50
Ag
4,31
0,79
0,70
0,56
Си
4,52
0,79
0,77
0,69
Аи
4,70
0,82
0,81
0,81
Ni
4,74
0,70
0,68
0,67
Если контакты, полученные после химической обработки,
оставить на воздухе в течение нескольких недель или прогреть
при 100 °С в течение примерно 30 мин, то обычно наблюдается
некоторое старение. Равновесные значения высот барьеров
остаются в дальнейшем довольно стабильными и мало зависят
от деталей заключительной химической обработки. Старение
связано, вероятно, с медленными изменениями в пленке, которая
уже существовала перед напылением металла. Нет указаний
на то, что этот эффект связан с последующим ростом слоя
окисла в результате диффузии кислорода через металл, по¬
скольку старение не наблюдалось в диодах, полученных на ско¬
лотых поверхностях, а старение диодов с химически обработан¬
ными поверхностями не зависело от толщины металла.
Время, в течение которого происходит старение, указывает
на ионный, а не электронный характер процесса. Тёрнер и Роде¬
рик предположили, что по своей природе процесс старения подо¬
бен старению МОП (металл — окисел — полупроводник)-тран*
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
193
зисторов и может быть связан с миграцией заряженных ионов
через слой окисла. Если ионы заряжены положительно, как это
обычно предполагается, то под действием встроенного поля они
будут притягиваться к металлу. В процессе миграции распреде¬
ление их заряда вместе с компенсирующими отрицательными
во
I
&
1
1
Работа выхода (металла) $т, эВ
Фиг. 6.6. Зависимость высоты барьера на контакте кремния «-типа с ме¬
таллами от работы выхода металлов.
Кружками показаны высоты барьеров, полученных иа сколотой поверхности S1, а вер¬
тикальные линин изображают область значений высот барьеров на химически обрабо¬
танных поверхностях после старения. Диагональная (наклонная) линия представляет
зааисимость
X в предположении о том, что электронное сродство кремния
равно 4,01 эй.
зарядами на поверхности металла создает диполь, который ме-
няет высоту барьера; этот диполь исчезает, когда ионы дости¬
гают металла и их заряд нейтрализуется. Такое объяснение
старения согласуется с экспериментальными фактами и позво¬
ляет понять, почему старение ускоряется при нагреве. В част¬
ности, присутствие заряженных ионов, действующих как «мед¬
ленные» состояния, может вызвать нелинейность зависимости
C~2(Va), наблюдаемую непосредственно после напыления, если
заполнение состояний меняется под действием приложенного на-
7 За к. 285
194
ГЛАВА 6
пряжения. Высокая плотность поверхностных состояний яв¬
ляется, по-видимому, основным фактором, определяющим вы¬
соту барьеров у переходов металл — кремний, изготовленных
напылением металла на поверхность, полученную «сколом в ва¬
кууме». Высота барьеров у
этих переходов совершенно
не зависит от работы вы¬
хода металла. Однако высо¬
та барьеров у тех же пере¬
ходов металл — кремний, но
полученных напылением
металла на химически обра¬
ботанные поверхности, за¬
висит от природы металла,
указывая на то, что в таких
диодах поверхностные со¬
стояния играют меньшую
роль. Пределы изменения
высоты барьеров меньше,
чем пределы изменения ра¬
боты выхода использован¬
ных металлов. Оценки плот¬
ности состояний для моде¬
ли, соответствующей таким
условиям, дают величину
2• 1012 состояний-эВ-1-см2.
Сэлтич и Терри [1204]
исследовали влияние обра¬
боток до и после отжига на
кремниевые диоды с барье¬
ром Шоттки. Они также пришли к заключению о возможном
существовании окисных слоев и их влиянии на наблюдаемые вы¬
соты барьеров.
Злектроотрицатпельность
Фиг. 6.7. Зависимость высоты барьера
от электроотрицательности для контак¬
тов различных металлов с ZnS и GaAs
[902].
6.3. Высоты барьеров,
наблюдаемые у различных полупроводников
На фиг. 6.6 приведены высоты барьеров, Измеренные на об¬
разцах, полученных нанесением некоторых металлов на сколо¬
тую поверхность кремния ц-типа. Как видно, линия фв =
= (фт — 4,01), предсказываемая теорией Шоттки, идет слиш¬
ком круто для того, чтобы ею можно было описать наблюдае¬
мую зависимость высоты барьера от работы выхода.
Высоты барьеров для контактов различных металлов с GaAs
почти не зависят от электроотрицательности металлов (фиг. 6.7).
С другой стороны, результаты для ZnS, приведенные на фиг. 6.7,
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
195
показывают, что изменение высоты барьеров у этого полупро¬
водника почти точно следует за изменением электроотрицатель¬
ности. В случае GaAs определяющую роль играют поверхност¬
ные состояния, что не имеет места в ZnS, для которого справед¬
лива простая модель Шоттки. Для такого полупроводника, как
CdS, результаты оказываются в некоторой степени промежуточ¬
ными и изменение высоты барьера составляет примерно поло¬
вину изменения электроотрицательности.
Ед, эЗ
Фиг. 6.8. Положение уровня Ферми по отношению к краю зоны проводи¬
мости для контактов золота с различными полупроводниками (свойства
контактов определяются поверхностными состояниями).
/ — зависимость =£ —En=1l3F ; 2— л тип; 3-р-тнп; 4—оба типа проводимости [902].
Вп с 0 g
Дальнейшие измерения показывают, что у большинства по¬
лупроводников имеет место такая же ситуация, как и в Si или
GaAs, т. е. энергетический барьер фв не зависит от работы выхо¬
да или электроотрицательности металла. Мид [901] дал этому
следующее объяснение. Многие полупроводники с ковалентной
связью имеют большую плотность поверхностных состояний,
которые образуют узкую зону на расстоянии примерно одной
трети ширины запрещенной зоны от края валентной зоны. По¬
скольку эти состояния на границе раздела, концентрация кото¬
рых велика, могут отдавать или принимать заряд, вызывая от¬
носительно малое смещение уровня Ферми, то уровень Ферми
металла (независимо от природы металла) стремится занять
7*
195
ГЛАВА 6
в запрещенной зоне положение на расстоянии примерно одной
трети ширины зоны от края валентной зоны. Поэтому высота
барьера, т. е. расстояние от уровня Ферми металла до края
зоны проводимости полупроводника, почти не зависит от метал¬
ла. Это позволяет предположить, что барьер у различных полу¬
проводников должен быть пропорционален ширине запрещен¬
ной зоны. Из фиг. 6.8 видно, что это действительно имеет место
для широкого круга полупроводников.
Ранее при помощи простых рассуждений, основанных на
фиг. 6.1 и 6.2, мы пришли к заключению, что для полупровод¬
ника без поверхностных состояний ф„ +</•„= Е Для полу-
аП п в
Фиг. 6.9, Диаграммы энергетических зон алюминия и золота на оксидиро¬
ванном кремнии (предполагается, что плотность заряда на поверхностных
состояниях равна нулю).
а—кремний гс-типа; б—кремний р-тнпа. Выбирая подходящий материал электрода, можно
менять условия вблизи расположенной под окислом поверхности rc-Si от обогащения
до обеднения и вблизи поверхности р-тнпа от почти плоских зон до инверсии [325].
БАРЬЕРЫ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
197
проводника, контактные свойства которого определяются по¬
верхностными состояниями, это заключение по-прежнему спра¬
ведливо, если в материале как «-, так и p-типа эти состояния
локализованы в одной и той же области запрещенной зоны
(фиг. 6.5).
Для материалов с сильно выраженными ионными свойства¬
ми, например для S1O2 или ZnS, высота барьера непосредствен¬
но связана с электроотрицательностью металла. На фиг. 6.9 по¬
казана диаграмма энергетических зон для контактов А1 и Au
с Si02 [325]. Аналогичные экспериментальные результаты пред¬
ставлены на фиг. 6.10 в виде зависимости высоты барьера от
электроотрицательности металла. Экспериментальные точки до¬
вольно хорошо ложатся на прямую с наклоном (d<f>BldEN), рав-
Электроотрицательность
металла, эВ
Фиг. 6.10. Высота барьеров для контактов различных металлов с Si02 и
GaSe в зависимости от электроотрицательности металла.
/ — Si02; 2 — GaSe [761[.
198
ГЛАВА 6
ным единице. Видно, что для полупроводника GaSe, у которого
связь имеет лишь частично ионный характер, зависимость фв
от En характеризуется прямой с наклоном 0,6. С другой сторо¬
ны, в случае сколотого в вакууме кремния, который является
ковалентным полупроводником, высота барьера, как видно из
табл. 6.4, очень слабо зависит от металла.
Разность электроотрицательностей элементов
соединения, эБ
Фиг. 6.11. Зависимость дФв!йхт от разности электроотрицательностей, кото¬
рая велика в случае значительной степени ионной связи [761].
Для материалов, представляющих интерес, разность электро¬
отрицательностей AEn двух компонент бинарного полупровод¬
ника служит грубой, но монотонно меняющейся мерой ионной
связи соединения. Это позволяет предположить, что роль пере¬
хода от ионной связи к ковалентной можно проследить, построив
зависимость наклона (dfB/d%m) от разности электроотрицатель¬
ностей AEN для данного соединения. Такие данные, полученные
Мидом с сотр., приведены на фиг. 6.11. Наблюдается четко
выраженный переход от свойств, соответствующих «ионным» ма¬
териалам, к свойствам, соответствующим «ковалентным» мате¬
риалам. По-видимому, в ионных полупроводниках перекрытие
волновых функций электронов, связанных с катионами и анио¬
нами, недостаточно для того, чтобы создать состояния на гра¬
нице раздела с энергиями вблизи середины запрещенной зоны,
Барьеры металл — полупроводник
199
которые, если бы они присутствовали, определяли бы высоту
барьера благодаря стабилизации положения уровня Ферми на
границе раздела металл — полупроводник.
В заключение можно указать, что за последние годы отме¬
чается весьма значительный прогресс в понимании свойств
барьеров на границе металл — полупроводник, и существующие
в настоящее время модели вполне приемлемы. Однако, как и
в большинстве областей исследования, мы можем надеяться, что
дальнейшие исследования приведут к совершенствованию на¬
ших знаний.
Глава 7
Свойства перехода металл —
полупроводник
7.1. Характеристики, определяемые эмиссией через барьер
В качестве первого приближения при рассмотрении тока через
переход металл — полупроводник принимается, что поток носи¬
телей обусловлен термоэлектронной эмиссией через барьер; при
этом не учитываются все туннельные эффекты и эффекты умень¬
шения барьера за счет сил изображения. Фиг. 7.1 иллюстрирует
влияние прямого и обратного смещений на величину барьера
между металлом и полупроводником п-типа. При нулевом сме¬
щении поток электронов из полупроводника в металл опреде¬
ляется числом электронов с энергией qVD или более, прибли¬
жающихся в единицу времени к единице площади границы раз¬
дела. Для максвелловского распределения получаем следующий
результат:
/0 = qMD (kT/2nm*)'12 exp (- qVD/kT), (7.1)
где m* — эффективная масса электрона.
При нулевом напряжении результирующий поток через
барьер должен быть, конечно, равен нулю и поэтому Jо можно
представить также в виде потока электронов из металла в полу¬
проводник через барьер фв. Согласно фиг. 7.1, а, высота барьера
равна контактной разности потенциалов плюс разность б =
= Ес — Ef, определяемая уровнем легирования; т. е.
Фв = чУв + 6. (7.2)
Согласно простой теории полупроводников,
exp (- 6/kT) = Nd/Nc = NJ2 (2яm'kT/h2)’1*, (7.3)
где Nc — эффективная плотность состояний в зоне проводимости.
С помощью формулы (7.3) можно переписать выражение (7.1)
для тока Jо в виде
h = -fr qm*k*r exp (- <f>B/kT) = AT2 exp (- фв/кТ). (7.4)
Эта формула подобна выражению, описывающему эмиссию
электронов из металла в вакуум через барьер фв (см., например,
работу Ван-дер-Зила [1427]), и если бы можно было пользо¬
ваться массой свободного электрона, то величина А имела бы
смысл константы Ричардсона.
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
201
Когда к переходу приложено напряжение в прямом направ¬
лении Va (фиг. 7.1,6), эффективная высота барьера со стороны
полупроводника становится равной q{VD— Va) и поток электро¬
нов из полупроводника в металл возрастает в exp (qVJkT) раз.
Фв
; Металл
±\
f
ЧУп
L
с_ Уровень
Полупроводник VePmEe
а
Прямой ток электронов
' ■ *■
ч(у\)
jв
——*— -J_va
Фиг. 7.1. Энергетические диаграммы перехода металл — полупроводник.
а—при нулевом смещении; б—при прямом смещении возникает поток электронов из
полупроводника через барьер (V^ — Va)', в — при обратном смещении из металла в полу¬
проводник течет малый ток /0.
Тогда соотношение между током и напряжением принимает вид
/ = /0[ехр (qVJkT) — 1]. (7.5)
В эмиссионной модели предполагается, что электроны, эмит-
тируемые из металла в полупроводник, беспрепятственно дви¬
жутся в объем полупроводника. Обычно, однако, обедненный
слой полупроводника имеет достаточную толщину, так что по¬
ток электронов в области перехода описывается уравнениями,
учитывающими влияние поля и диффузии. В этом случае анализ
оказывается сложнее.
Прежде чем обсуждать эти вопросы, необходимо исследовать
силы изображения, которые, возможно, влияют на высоту и
форму барьера в переходе металл—полупроводник.
202 ГЛАВА 7
7.2. Понижение барьера под действием поля и сил изображения
7.2.1. Эффект Шоттки на границе раздела
металл — вакуум
Электроны, эмиттируемые с металлического катода в ва¬
куум, преодолевают барьер, высота которого зависит от напря¬
женности поля на поверхности катода. Мы выведем уравнения
Фиг. 7.2. Барьер на границе металл — вакуум.
в —электрон в вакууме и заряд-изображение в металле; б — энергетический барьер для
электрона в отсутствие приложенного поля; в — приложенное внешнее поле % умень¬
шает высоту барьера па величину Дф.
Шоттки, описывающие этот эффект в случае эмиссии в вакуум,
а затем преобразуем их применительно к эмиссии электронов
из металла в полупроводник.
Уровень Ферми в металле расположен ниже уровня вакуума
на величину работы выхода <f>WF (фиг. 7.2,6). На электроны,
находящиеся на расстоянии х от поверхности, действует сила
притяжения к металлу. На границе раздела силовые линии
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
203
электрического поля должны быть перпендикулярны поверхно¬
сти металла, поскольку предполагается, что поверхностный слой
является идеальным проводником. Поэтому силовые линии идут
так, как если бы электрон с зарядом —q индуцировал на рас¬
стоянии —х внутри металла свое «изображение», т. е. заряд -\-q
(фиг. 7.2,а). Поэтому, согласно закону Кулона, сила, притяги¬
вающая электрон к металлу, выражается формулой
F = q2l4m0(2x)2, (7.6)
где ео — диэлектрическая проницаемость вакуума, равная
8,85-10-14 Ф-см-1. Интегрируя F по х от бесконечности до конеч¬
ного х, получаем выражение для энергии электрона (в электрон-
вольтах) вблизи поверхности металла
*(*) = -<7/(16яе0х). (7.7)
Согласно формуле (7.7), при х = 0 функция ф{х) стремится к
— оо, а не к —Однако с точки зрения физики это несуще¬
ственно, поскольку видно, что, подставив в формулу (7.7) зна¬
чение х, равное, скажем, ЗА, мы получим для <j>(x) всего лишь
около —1 эВ, тогда как формулой (7.7) пользуются для рас¬
стояний в несколько сот ангстрем или более.
Если теперь вблизи границы раздела металл—вакуум имеет¬
ся электрическое поле <^(В-см-1), то выражение для энергии
электрона на расстоянии х приобретает вид
ф(х) =— (q/\Qne0x) — <§х. (7.8)
Это выражение имеет максимум при х = (ql\&m^) 'А В ре¬
зультате происходит понижение высоты барьера на величину
Дф эВ (фиг. 7.2, в), причем
Аф = {д&/4пе0)'1\ (7.9)
Если & — 104 В-см-1, то Аф составляет примерно 0,039 эВ и
максимум барьера находится на расстоянии 235 А от поверхно¬
сти металла.
7.2.2. Понижение барьера на границе раздела
металл — полупроводник
На границе раздела металл — полупроводник следует ожи¬
дать эффекта понижения барьера Шоттки, сравнимого с опи¬
санным выше для случая границы раздела металл — вакуум,
поэтому плотность тока Jo можно записать в виде
J0 = АТ2 ехр [— {фв — А ф)/кТ] =
= АГ2ехр(— фв/кТ) ехр[(^/4яее0)'/г//гГ]. (7.10)
204
ГЛАВА 7
Согласно уравнению Пуассона, максимальная напряженность
поля в обедненном слое перехода выражается формулой
Ш = [2qND (VD - Va)/ee0]''\ (7.11)
В полупроводнике поле уменьшается линейно с расстоянием
от перехода, но при приближенном рассмотрении это можно не
учитывать, поскольку расстояния, на которых имеет место эф¬
фект понижения барьера, малы.
Согласно формулам (7.10) и (7.11), обратный ток перехода
металл — полупроводник /л должен меняться таким образом,
что In (/л) пропорционален или 1п(/я) пропорционален
(VD - Va)\
Экспериментальные результаты, которые подтверждают эту
зависимость, связанную с понижением высоты барьера, будут
представлены ниже в этой главе.
7.3. Поток носителей в области барьера
Рассмотрим в пренебрежении туннельными эффектами пере¬
нос электронов в области барьера перехода металл — полупро¬
водник n-типа. Прогресс в понимании этого явления за послед¬
нее время в значительной мере обусловлен работами Кроуэлла
с сотрудниками.
Изменение потенциальной энергии электрона (дф) с расстоя¬
нием показано на фиг. 7.3. Барьер достаточно высок, так что
плотность заряда между поверхностью металла и х = w (w —
край обедненного электронами слоя) связана с ионизованными
донорами. Закругление кривой ф(х) вблизи границы раздела
металл — полупроводник вызвано совместным влиянием элек¬
трического поля, обусловленного ионизованными донорами (по¬
казано штриховой экстраполяцией функции ф), и притягиваю¬
щих сил электрического изображения, испытываемых электро¬
ном при приближении к металлу. Фиг. 7.3 относится к тому
случаю, когда благодаря приложенному напряжению имеется
разность потенциалов между металлом и полупроводником, соз¬
дающая поток электронов в металл. Положение квазиуровня
Ферми фп, связанное с плотностью электронного тока J в барье¬
ре, показано на фиг. 7.3 схематически в зависимости от расстоя¬
ния. В области между хт и w
J = — q\indfjdx. (7.12)
где р. — подвижность электронов, п — концентрация электронов
в точке х. Концентрация электронов выражается формулой
n = Nc exp q (</>„ — ty)/kT,
(7.13)
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ — ПОЛУПРОВОДНИК
205
где Nc — эффективная плотность состояний в зоне проводимости,
Т — электронная температура. Предполагается, что в области
между хт и w электронная температура равна температуре ре¬
шетки. Формулы (7.12) и (7.13) не применимы в области между
хт и поверхностью металла, поскольку там потенциальная энер¬
гия быстро меняется на расстояниях, сравнимых с длиной сво¬
бодного пробега электрона. В этой области распределение носи¬
телей нельзя описать при помощи квазиуровня Ферми или свя¬
зать с какой-то эффективной плотностью состояний. Однако
Фиг. 7.3. Профиль энергетического барьера в переходе металл — полупро¬
водник с учетом понижения барьера ДФд за счет сил изображения.
если эта часть барьера действует как сток для электронов, то
поток электронов можно описать при помощи эффективной ско¬
рости рекомбинации vR в области максимума потенциальной
энергии [287, 288]. Следовательно,
J = q(nm — n0)vR, (7.14)
где пт — концентрация электронов в точке хт при наличии тока
электронов; по — квазиравновесная концентрация электронов в
точке хт, т. е. та концентрация, которая существовала бы в том
случае, если бы возможно бы^то достичь равновесия, не меняя
величину или положение максимума потенциальной энергии.
Удобно отсчитывать и ф от уровня Ферми в металле. Тогда
Фп (w) = Va,
n0 = Ncexp(— qfB/kT),
пт = Ncexp[q{fn(xm) — фв)кТ\, (7.15)
где фв — высота барьера, Va — приложенное напряжение.
206
ГЛАВА 1
Если из формул (7.12) и (7.13) исключить п и проинтегриро¬
вать полученное выражение для фп от хт до w, то получается
следующая формула:
есть эффективная скорость диффузии, связанная с переносом
электронов от края обедненного слоя в точке w к максимуму
потенциальной энергии. Если электроны описываются распре¬
делением Максвелла при х ^ хт и если из металла не возвра¬
щаются никакие электроны, кроме тех, которые связаны с плот¬
ностью тока qnQvя, то полупроводник действует как термоэлек¬
тронный эмиттер. Тогда
где А* — эффективная константа Ричардсона для заданной
ориентации поверхности полупроводника. Кроуэлл [275] опреде¬
лил А* для различных значений тензора эффективной массы
полупроводника. При 300 К скорость vR равна 7,0-106; 5,2-105 и
1,0-107 см-с-1 соответственно для п-Ge (ориентация (111)),
n-Si (111) и п-GaAs (111). Если vd >> vR, то предэкспоненциаль-
ный множитель в формуле (7.16) определяется в основном ве¬
личиной vR, так что термоэлектронная теория вполне применима.
Однако в случае vd -С vR доминирует процесс диффузии. Если бы
мы могли пренебречь эффектами электрического изображения и
если бы подвижность электронов не зависела от электрического
поля, то величина vd равнялась бы \х,&, где <S — электрическое
поле в полупроводнике вблизи границы. В этом случае полу¬
чился бы стандартный результат, вытекающий из модели Шотт¬
ки. Чтобы учесть влияние сил электрического изображения при
расчете vd, необходимо пользоваться в формуле (7.17) подходя¬
щим выражением для ф:
где е — диэлектрическая проницаемость для сил электрического
изображения, а Дфв — понижение барьера за счет сил изобра¬
жения. Последнее выражается формулой
где
W
(7.17)
'т
vR = A*T2!qNct
(7.18)
Ф = Фв + &Фв — &х — ql{ 16яех),
(7.19)
кфв = {q&l 4яе)‘/2
(7.20)
при условии, что поле <§ постоянно при X < хт. Если подвиж¬
ность электронов постоянна, а электрическое поле постоянно
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ — ПОЛУПРОВОДНИК
207
при х < хт (1 + 2kT/qh<j>B), то, согласно формуле (7.17), имеем
(7.21)
где
Д Фр г Д Фп V2 1
Р = Ч 2kT J еХР 2kT (1 +v) (7.22)
о
и y = (х — хт)/хтш, величина |3 приближенно показывает, во
сколько раз vcl уменьшается за счет изменения барьера силами
изображения [288]. Когда такое «понижение Шоттки» сравнимо
с kT[q или меньше, величина |3 практически равна единице. Это
типично для барьеров Шоттки вблизи комнатной температуры.
Даже при сильных полях сила изображения не должна суще¬
ственно влиять на ток, поскольку в материалах с умеренно вы¬
сокой подвижностью условие vd > vR может выполняться, не¬
смотря на то, что |3 больше единицы.
Резюмируя, можно сказать, что формула (7.16) представ¬
ляет собой синтез диффузионной теории Шоттки и теории тер¬
моэлектронной эмиссии; предсказываемые ею токи хорошо со¬
гласуются с теорией термоэлектронной эмиссии при \х& (хт) > vR.
7.4. Экспериментальные характеристики
На фиг. 7.4 и 7.5 показаны вольтамперные характеристики
переходов Au—Si n-типа и Au—GaAs п-типа [658, 659]. По¬
скольку наклоны экспериментальных кривых обычно слегка
превышают единицу, принято вводить в формулу (7.5) эмпири¬
ческий множитель т|, так что она приобретает вид
3 — h [exp (qV Jt\kT) — 1 ], (7.23)
где
70 = AT2 ехр(— q<j>B/kT). (7.24)
Эта форма, однако, не согласуется с термодинамикой (Jf = JT
при Va — 0) и не инвариантна относительно обращения време¬
ни. Кроуэлл и Райдаут [280, 281] показали, что выражение для
тока должно иметь вид
7 = 70 (exp {qVa/v\kT) — exp [(— 1 + 1/ri) qVJkT]]. (7.23а)
При прямом смещении формула (7.23а) преобразуется в вы¬
ражение
J « JoexpiqVJ^kT),
откуда
In [//exp (qVa/r)kT)] » In /0. (7.25)
Таким образом, построив зависимости, подобные показанным
на фиг. 7.6, можно определить /0 для температур, при которых
Va.B
Фиг. 7.4. Прямые ветви вольтамперных характеристик переходов металл —
полупроводник (Au —Si).
Комнатная температура, re-Si, 1,1 Ом-см; значки относятся к пяти различным диодам
[658].
Фиг. 7.5. Вольтампериые характеристики перехода металл — полупроводник
(Au — GaAs).
Ток различен для трех ориентаций кристалла, поскольку высота барьера ф зависит от
В
ориентации (659].
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
209
проводились измерения. Затем можно построить зависимость /0
от 103 Г-1 в масштабе, необходимом для определения энергии
активации, и найти отсюда высоту барьера для диода, равную
0,690 эВ, и квазиконстанту Ричардсона А, равную 9,1Л-см~2-
•град-2. В представленном виде формула (7.25) не содержит
Фиг. 7.6. Кривые прямого тока, из которых можно определить J0 для диода
Au — Si.
1.1 Ом-см, а = 1,8-Ю_3 см2, р = <7/Т1АГ [формула (7.25)] [658].
членов, связанных с падением напряжения на объемном последо¬
вательном сопротивлении; оно должно быть учтено. (Указанная
процедура, конечно, имеет смысл только при наклоне тр близ¬
ком к единице1).) На фиг. 7.7 показаны кривые, построенные
в масштабе, необходимом для определения энергии активации,
*) Для некоторых переходов металл — полупроводник (таких, как Pt на
GaP или Та на ZnTe) энергетический барьер может быть больше 0,5Eg.
Вильямс [1558] предложил для таких условий рекомбинационную модель тока,
которая приводит к наклону г), равному фв/0,5Ев. Для контакта Та с p-ZnTe
высота барьера Фв равна 1,51 эВ, a Eg = 2,26 эВ; следовательно, модель
Вильямса предсказывает величину ц, равную 1,34, что совпадает со значением,
определенным из эксперимента.
210
ГЛАВА 7
для четырех различных значений удельного сопротивления
кремния n-типа. Изменение фв и А в зависимости от легирования
может быть вызвано многими причинами. Одна из них, как это
обсуждалось в гл. 6, заключается в том, что на границе раздела
Фиг. 77. Температурные зависимости тока 10, найденные из прямых харак¬
теристик, в масштабе, удобном для определения Фд и А [658].
металл — полупроводник обычно существует тонкий слой окис¬
ла. Хотя его толщина, вероятно, составляет лишь около 20 А и
достаточно мала для туннелирования, он влияет на высоту
барьеров. Этот слой может быть также до такой степени неод¬
нородным по толщине, что повлияет на эффективную площадь
перехода. Вторая причина связана с тем, что поверхностные
утечки и краевые эффекты поля влияют на характеристики
барьеров Шоттки, которые не снабжены охранными кольцами.
Ю и Мид [1540] разработали технологию, приводящую к ха¬
рактеристикам, которые близки к идеальным. На фиг. 7.8 она
иллюстрируется на примере перехода А1—Si n-типа. Пластина
ц — п+ Si (111) оксидируется и снабжается окнами. Затем про¬
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
211
изводится напыление алюминия, разогреваемого электронным
пучком в вакуумной системе, которая откачивается диффузион¬
ным насосом. Площадь алюминия, определяемая последующим
нанесением маски из фоторезиста и травлением, такова, что он
перекрывает слой окисла и действует как пластина конденсато¬
ра. При обратном смещении на диоде эта пластина вызывает
обеднение расположенного под ней поверхностного слоя (см.
заштрихованную область на вставке фиг. 7.8), уменьшая таким
образом мягкий пробой, связанный с концентрацией поля на
Фиг. 7.8. Прямая ветвь вольтампериой характеристики диода Шоттки, по¬
лученного нанесением А1 па п-Si.
На вставке показано, что А1 перекрывает сверху слой SiO^ для контроля обедненного
слоя на периметре диода. Площадь диода 0,85* 10 5 см2 H540J.
212
ГЛАВА 7
краях. Затем переход подвергают краткой низкотемпературной
термообработке, обычно в интервале 400—500 °С. Предполагает¬
ся, что этот этап позволяет алюминию пройти через тонкий слой
Si02 на границе раздела и войти в тесный контакт с Si.
Обратное смещение, Б
Фиг. 7.9. Обратные ветви характеристик диодов Шоттки, полученных нане¬
сением А1 на n-Si с перекрытием слоя Si02 алюминием для контроля
краевого поля [1540].
Вольтамперные характеристики на фиг. 7.8 при изменении
тока примерно на шесть порядков описываются формулой, да¬
ваемой теорией термоэлектронной эмиссии, при наклоне rj, очень
близком к единице. Экстраполяция прямолинейного участка ха¬
рактеристики к нулевому значению приложенного напряжения
дает, согласно формуле 7.4, величину барьера, равную 0,70 эВ,
если в качестве величины А принять ее значение для свободного
электрона 120 Л-см'2 К-2. (Детальные исследования Кроуэлла и
Це [288], а также Лепселтера и Эндрюса [813] показывают, что
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
213
для «-Si константа А должна быть лишь немного меньше ука¬
занной величины.) По энергии активации для зависимости
1п(/,) от 1/Т при фиксированном прямом смещении находим
величину барьера, равную 0,69 эВ. Измерения фотоэмиссии
электронов из металла в полупроводник подтверждают такое
значение высоты барьера.
На фиг. 7.9 показаны обратные характеристики переходов
А1 — кремний «-типа, изготовленных Ю и Мидом. Напряжения
пробоя составляют примерно 60% значений для плоского диода
с резкими краями и ограничены, по-видимому, кривизной обед¬
ненного слоя.
7.5. Диоды Шоттки с охранными кольцами
из р — «-переходов
Работы Лепселтера и Це [815], Цеттлера и Каули [1550, 1551]
и др. привели к созданию диодов Шоттки с почти идеальными
характеристиками; это было достигнуто благодаря применению
структур с охранными кольцами. На фиг. 7.10, а показана струк¬
тура такого диода. Охранное кольцо р-типа, полученное диффу¬
зией, захватывает область под окислом, как это обычно бывает
при использовании планарной технологии. Барьер Шоттки, об¬
разованный внутри кольца, находится в электрическом контакте
с р — «-переходом, так что при обратном смещении обедненная
область всей структуры имеет форму, показанную на фиг. 7.10,6.
В этом случае расположение областей с максимальным электри¬
ческим полем будет зависеть от глубины и профиля диффузион¬
ного перехода. Для резкого диффузионного перехода с малым
радиусом кривизны наивысшие значения поля будут достигаться
на периферии перехода и напряжения пробоя меньше, чем у
плоскопараллельного перехода. С другой стороны, для идеаль¬
ного перехода с постоянным градиентом концентрации примеси
напряжение пробоя больше, чем у плоскопараллельного пере¬
хода, так что можно ожидать, что в гибридном диоде на р — п-
переходе с постоянным градиентом концентрации примеси про¬
бой будет начинаться в резком переходе барьера Шоттки. Такой
подход был применен Лепселтером и Це, которые продемон¬
стрировали изменение напряжения лавинного пробоя и участка,
где он возникает, за счет растягивания профиля распределения
примесей в диффузионном переходе. Номинальные напряжения
гибридных диодов могут превышать 100 В по сравнению с не¬
сколькими десятками вольт у обычных диодов.
На фиг. 7.10, в показана эквивалентная схема гибридной
структуры, а также ожидаемые вольтамперные характеристики
двух диодных компонент в отдельности и вольтамперная харак¬
теристика всего устройства. Видно, что последняя будет опре¬
деляться свойствами р — «-перехода при таких напряжениях,
214
ГЛАВА 7
когда р — «-переход инжектирует заметную концентрацию не¬
основных носителей и, следовательно, модулирует проводимость
эпитаксиального слоя. Накопление заряда неосновных носите¬
лей, инжектируемых- р — «-переходом, будет ограничивать ско-
Металл (например, Мо)
Sl°2 *02
Диффузионный
p-тип
Барьер
Шоттки
Эпитаксиальный слой п-типа
т?-подложка
Омический контакт
а
,Кольцор-типа
/Металл
Обедненный слой.
Кремний п-типа
^-Г
р-п-переход V
V Барьер
'Шоттки
Барьер
Шоттки - Металл
надиффузион- а
ном кольце /
(металл/p-Siy
р-п-переход ' -
Основной барьер
Уг Шоттки
(металл/п-Щ
Комбинированный!'
ток ~
Барьер____
Шоттки
р-п-переход
| I |
О 0,5 1,0
Прямое смещение, Б
в г
Фиг. 7.10. Диод Шоттки с охранным кольцом в виде р — «-перехода.
а—структура „гибридного4' диода; б — „гибридный" диод при обратном смещении; по¬
катано сечение обедненного слоя; б —эквивалентная схема „гибридного" диода; пред¬
полагается омический контакт между металлом и диффузионным кольцом. Ожидаемые
вольтамперные характеристики (качественные) такой структуры; г — эквивалентная
схема „гибридного" диода, предполагается выпрямляющий контакт между металлом и
диффузионным кольцом [1550].
рость переключения при больших токах. При малых токах
вольтамперные характеристики определяются свойствами барье¬
ра Шоттки и скорость переключения не ограничивается процес¬
сами накопления заряда.
В мсщели, изображенной на фиг. 7.10, в, предполагается, что
металл, использованный для получения барьера Шоттки на Si
п-типа, образует с диффузионной р-областыо омический кон¬
такт. Это действительно имеет место в случае контакта диффу¬
зионной р+-области с практически любым металлом, поскольку
ток может течь за счет туннельного механизма. «Омический»
контакт можно получить также независимо от поверхностной
концентрации в диффузионной области, если воспользоваться
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
215
металлом (или силицидом), который дает высокий барьер при
контакте с «-Si и, следовательно, низкий барьер при контакте
с p-Si. Например, PtSi приводит к возникновению барьера высо¬
той 0,85 эВ на «-Si и 0,25 эВ на p-Si [813]. В таких условиях
у диода с барьерами Шоттки, созданного на диффузионной
p-области, ток насыщения (при обратном смещении) будет очень
велик.
В гл. 6 было показано, что сумма высот барьеров, образуе¬
мых данным металлом на образцах «- и p-типа данного полу¬
проводника, равна ширине запрещенной зоны этого полупро¬
водника. Следовательно, металл, дающий барьер высотой, ска¬
жем, 0,6 эВ на n-Si, будет создавать на p-Si барьер высотой
примерно 1,1—0,6 = 0,5 эВ. Очевидно, что на диффузионном
р — «-переходе можно создать барьеры Шоттки, дающие вы¬
прямление противоположной полярности, если только концен¬
трация на поверхности диффузионной области не столь высока,
чтобы могли возникать большие туннельные токи. Эквивалент¬
ную схему, изображенную на фиг. 7.10, в, необходимо теперь
заменить трехдиодным вариантом, показанным на фиг. 7.10, г.
Существенной чертой такой модифицированной схемы является
то, что если основной барьер Шоттки находится при прямом
смещении, то барьер Шоттки между металлом и р-областыо,
включенный последовательно с р — «-переходом, находится при
обратном смещении, а р — «-переход — при прямом, так что в
этой ветви большая часть приложенного напряжения оказывается
на барьере Шоттки. Следовательно, ток инжекции р — «-перехо¬
да ограничен обратным током барьера Шоттки между металлом
и р-областыо, который в свою очередь определяется эффективной
высотой барьера на контакте металла с диффузионным кольцом.
Таким образом, выпрямляющий контакт на p-области можно
использовать для того, чтобы частично или полностью устранить
эффект накопления заряда при больших прямых токах.
На фиг. 7.11 показаны прямые и обратные характеристики
диода Шоттки, полученного нанесением Мо на «-Si, с конструк¬
цией охранного кольца, изображенной на фиг. 7.10. Высота
барьера на контакте Мо с «-Si составляет 0,68 эВ, а на кон¬
такте с охранным кольцом р-Si (МА = 5-1017 см-2) она равна
0,42 эВ. При высоте барьера 0,42 эВ и площади 10~5 см2 ток
утечки барьера Шоттки на охранном кольце равен всего лишь
160 мкА. Таким образом, благодаря переходу между Мо и
охранным кольцом из кремния p-типа р—«-переход (фиг. 7.10, г)
не может вносить заметный вклад в накопление заряда при пря¬
мом смещении на основном переходе Шоттки между Мо и «-Si.
Поскольку высота барьера на контакте Au с p-Si составляет
примерно 0,30 эВ по сравнению с 0,42 эВ для Мо, то оказывает¬
ся, что в гибридных диодах на основе Au с охранными кольцами
216
ГЛАВА 7
происходит большее накопление заряда, чем в диодах на
основе Мо. Сравнительное исследование установило, что при
прямом токе 15 мА в диодах на основе Au накапливается заряд
более 100 пкКл, тогда как в диодах на основе Мо величина на¬
копленного заряда составляет при том же токе всего лишь
1,4 пкКл.
Теория шума в диодах с барьерами Шоттки была рассмо¬
трена Каули и Цеттлером [267]. Оказывается, что гибридные
Фиг. 7.11. Характеристики диода Шоттки Мо — «-Si с охранным кольцом.
а —прямая вегвь вольтампериой характеристики типичного гибридного диода Мо — Si ^
Т=296 К., А=22-10""5 см2, 11=1.01; б —обратная ветвь характеристики; теоретический
наклон равен 2,52«К1^/порядок, измеренный наклон равен 2A7»Vl/Jпорядок, Г=296 К«
Видно весьма точное согласие с теорией понижения барьера за счет сил изображе¬
нии [1550].
Мо—Si-диоды обладают малым уровнем «/-1-шума» с граничны¬
ми частотами (на которых «/_1-шум» становится меньше тепло¬
вого и дробового шума) в несколько сот герц.
Эффекты, связанные с захватом носителей и с переходной
емкостью диодов с барьерами Шоттки, изучались Фурукавой и
Исибаси [424, 425], Сенешалем и Басинским [1249], Робертсом и
Кроуэллом [1163].
7.6. Исследования понижения барьера за счет эффекта поля
Как было указано в разд. 7.2.2, ток /0 перехода металл —
полупроводник меняется согласно простой модели по следую¬
щему закону:
/0 = АГехр [-(фв - A<f>)/kT] =
= AT2 exp (- <pBlkT) ехр [(^/4яее0)‘/2/kT], (7.10)
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
21?
где понижение барьера равно Дф и связано с максимальной на¬
пряженностью поля <§ в переходе. Поскольку напряженность
поля определяется формулой
& = [2qND(VD-Va)lee0]
(7.11)
то для обратного тока /я величина 1п(/я) должна быть пропор¬
циональна {VD— Va)'U-
-0,1 -0,3 -0,5 -0,7 -0,9
Приложенное напряжение Va, Е
Фиг. 7.12. Влияние приложенного поля на высоту барьера перехода
А1 — и-GaAs.
а —зависимости фотоответа от энергии фотона при различных напряжениях иа
образце Va (температура образца 300 К); б —изменение высоты барьера в зависимости
от максимального электрического поля в обедненном слое барьера.
/ — результат теории; 2 — экспериментальные данные, ftv=const; ,3 — экспериментальные
данные, экстраполяция фототока.
218
ГЛАВА 7
В ранних исследованиях было показано, что такая зависи¬
мость от (VD— Уа)'1л имеет место, однако согласие с опытными
данными получалось лишь в предположении, что е= 1. В по¬
следнее время, когда удалось уменьшить поверхность утечки,
это соотношение было подтверждено измерениями на кремнии
с контактами из Мо (фиг. 7.11,6) и А1 [1540]; при этом величи¬
на е принималась равной обычной диэлектрической проницае¬
мости, т. е. 12. Проблема понижения барьера приложенным по¬
лем изучалась также Паркером и др. [1056] на переходах
А1 — rt-GaAs. Эти авторы определяли величину барьера по кри¬
вым фотоответа. Как видно из фиг. 7.12, а, изменение величины
барьера под действием приложенного обратного напряжения
наблюдается, хотя оно довольно мало. Использовался также
второй метод, основанный на выражении для фототока /р:
Ip = C(hv-j>By. (7.26)
Энергия фотона была фиксирована, и фототок измерялся в за¬
висимости от обратного напряжения. Если предположить, что
С — константа, не зависящая от приложенного напряжения, то
из этого эксперимента можно определить величину Дф. Измене¬
ния величины барьера, полученные из обоих экспериментов,
очень близки, как видно из фиг. 7.12,6. Прямая I соответствует
понижению барьера, предсказываемому формулой (7.10) при
е = 11,5. Поправка к величине наклона, полученная Паркером
с сотр. с помощью модели, учитывающей состояния на границе
раздела, дает прямую II. Заинтересованные читатели могут изу¬
чить этот подход самостоятельно.
7.7. Термоэлектронное туннелирование и другие вопросы
В зависимости от уровня легирования полупроводника й
соблюдения технологических условий, определяющих качество
границы раздела, множитель т) в формуле
/ —/0 ехр [(^1/а/г|/гГ)— 1] (7.23)
может зависеть или не зависеть от температуры. Например, в
измерениях Падовани и Самнера [1030] величина ц достигала 30
при низких температурах для переходов Au — п-GaAs. Их дан¬
ные можно описать формулой (7.23) с введением температур¬
ного фактора следующим образом:
/ = AT2ехр[— fB/k (Г + Г0)] exp[(qVJk (Г + Г0)) - 1]. (7.27)
Для Au—GaAs избыточная температура Г0 составляет при¬
мерно 50 К, а для Au—Si Го = 35 К [1025]. Формулу (7.27) мож¬
но преобразовать к виду
In (J/Г) = In А-(фв- qVa)jk (Г + Г0). (7.28)
свойства перехода металл - ПОЛУПРОВОДНИК
219
Пытаясь описать результаты для Au—GaAs с помощью этой
формулы, Падовани [1024] пришел к заключению, что эффектив¬
ная величина барьера зависит от температуры по закону
Фв = Фв-$тАТ> {7.29)
где Рт = 2,1 • 10"4 эВ - град
Согласно исследованиям Мида и Спитцера [908], в GaAs
имеется высокая плотность состояний, которая фиксирует поло¬
жение уровня Ферми металла на расстоянии примерно две трети
запрещенной зоны от края зоны проводимости. Поскольку ши¬
рина запрещенной зоны GaAs уменьшается при повышении тем¬
пературы с коэффициентом порядка 4,3-10-4 эВ-град-1, можно
ожидать, что величина барьера фв также уменьшается с темпе¬
ратурой, так что значение р, найденное Падовани, представляет¬
ся разумным.
Обратимся теперь к различным другим факторам, которыми
мы пренебрегли и которые следует рассмотреть. В частности,
в случае довольно сильно легированных переходов для дальней¬
шего прогресса в понимании характеристик переходов металл —
полупроводник необходимо учесть, что поток электронов через
барьер благодаря полевой эмиссии с туннелированием может
быть существенным фактором, если барьер имеет малую тол¬
щину. Этот поток электронов может поступать либо с уровня
Ферми полупроводника, либо из некоторой области энергий, рас¬
положенной выше (ближе к краю барьера). Последний эффект
был назван Падовани и Стреттоном [1027] термоэлектронной
полевой эмиссией. Оба эти эффекта показаны на фиг. 7.13, а
для прямого смещения. При обратном смещении эмиссия проис¬
ходит из металла в полупроводник; этот случай показан на
фиг. 7.13, б.
Выражение для плотности тока при низких температурах,
когда доминирует полевая эмиссия, имеет вид
j = АТ2пЕт ехр [- 2Е%/ЗЕт (Ев - £)*]
кТ 1Ев/(Ев - E)tsin [nkT 1Ев/(Ев - E)]'hlEоо} '
Величина Еоа выражается формулой
E00 = q[ND/2s]'hl[{2m*flh]. (7.31)
Эти формулы слишком сложны, чтобы пользоваться ими далее.
Падовани и Стреттон сумели при помощи таких формул объяс¬
нить прямые и обратные характеристики барьеров Шоттки на
GaAs с уровнем легирования 5-1016 атом-см_3 и выше. Кроуэлл
и Райдаут [280, 281], продолжая анализ токов, связанных
с термоэлектронной полевой эмиссией, развили этот подход и
успешно объяснили различные расхождения между высотами
220
ГЛАВА 7
барьеров, определенными из порога фотоответа, а также С — V-
и /— ^-характеристик.
В последние годы исследования барьеров Шоттки были вы¬
полнены на широком круге полупроводников, и ссылки на мно-
Фаг. 7.13. Токи полевой и термоэлектронно-полевой эмиссии в переходах
металл — сильно легированный полупроводник.
а—энергетическая диаграмма для прямого смещения; б —энергетическая диаграмма
для обратного смещения [1027].
гие из этих работ можно найти в списке литературы при помощи
имеющегося в данной книге указателя.
7.8. Поток неосновных носителей
Ток неосновных носителей в диоде с барьером Шоттки обыч¬
но мал. Шарфеттер [1219] показал, однако, что электрическое
поле, связанное с током основных носителей, создает ток не¬
основных носителей, на много порядков превышающий ток,
предсказываемый диффузионной теорией. Отношение тока не¬
Термоэлектронно-
а
свойства перехода металл — ПОЛУПРОВОДНИК
221
основных носителей к полному току обозначается у. Это отно¬
шение токов увеличивается с увеличением прямого тока соглас¬
но формуле
у = п]ЛЬМупв, (7.32)
где rii и ND — собственная концентрация и концентрация леги¬
рующих примесей, Ь — отношение подвижностей, Jns — плот¬
ность тока насыщения диода Шоттки и / — плотность прямого
I
I
О
Зона проводимости
Уровень Ферми
J
Валентная зона
I
I . *
\Ооедненныи\ Изазинеитральная
I спои | область
Металл f-e—Эпитаксиальный -
слой п-типа
I
\ Кремниевая
подложка
тС-типа
Фиг. 7.14. Энергетическая диаграмма диода с барьером Шоттки металл —
полупроводник п — п+ [1219].
тока диода. Например, в диоде Au—n-Si (5 Ом-см) при
плотности тока 350 А-см-2 отношение токов составляет 5%.
В диоде металл — п — /г+-полупроводник, энергетическая диа¬
грамма которого показана на фиг. 7.14, поток дырок движется,
конечно, слева направо и потому на него влияет энергетический
барьер в валентной зоне на границе раздела п—п+. У диодов
Шоттки, изготовленных на тонких эпитаксиальных слоях, запа¬
сенный заряд неосновных носителей, приходящийся на единицу
площади (Q), зависит от характеристик границы раздела между
эпитаксиальным слоем и подложкой и может стать весьма зна¬
чительным, если эта граница раздела обладает высокой отра¬
жательной способностью (т. е. малой скоростью поверхностной
рекомбинации). При больших приложенных напряжениях и
пренебрежимо малой рекомбинации в объеме запасенный заряд
выражается формулой
Q = qn\DpHNDJnsS, (7.33)
где q — заряд электрона, Dp — коэффициент диффузии,
S — скорость поверхностной рекомбинации. В измерениях,
222
ГЛАВА 7
выполненных на экспериментальных эпитаксиальных диодах,
было найдено, что граница раздела не обладает высокой отража¬
тельной способностью, а характеризуется скоростью рекомбина¬
ции примерно 2000 см-с-1. В применении к диоду Au—Si
(5 Ом-см) эта величина дает время накопления (Q//) пример¬
но Vs не.
Эффекты накопления заряда в диодных (гибридных) струк¬
турах с охранными кольцами, кратко упомянутые в разд. 7.5,
рассмотрены более подробно Цеттлером и Каули [1550, 1551].
7.9. Применения переходов металл — полупроводник
7.9.1. Смесители и связанные с ними применения
Диоды с переходами металл — полупроводник, или, как их
иногда называют, диоды с горячими носителями, широко исполь¬
зуются на микроволновых частотах в качестве детекторов или
смесителей для малого уровня сигнала.
В выражении для тока через диод с переходом металл —по¬
лупроводник
J = J0 exp[(qV Jr]kT) — I]
величина г) близка к единице, что благоприятно сказывается на
характеристиках диода как смесителя. Устойчивость по отноше¬
нию к выгоранию и шумовые характеристики также обычно
лучше, чем для смесительных диодов с точечным контактом [60].
Предельная частота таких диодов высока, поскольку их ча¬
стотные свойства ограничены величиной RC, а не процессами,
связанными с неосновными носителями. При использовании
п — «+-эпитаксиальной технологии емкость барьера может быть
малой (скажем, менее 0,1 пкф при нулевом смещении на п-об¬
ласти с концентрацией 1017 см-3), так же как и последователь¬
ное сопротивление (< 10 Ом), поскольку «-слой тонок, а п+-об¬
ласть обладает малым сопротивлением. Радиус области барьера
может составлять 5—10 мкм. Типичная геометрия для исполь¬
зования в полосковых линиях показана на фиг. 7.15. Такие
диоды хорошо работают как смесители на несущих частотах
порядка десятков гигагерц и будут использованы либо в виде
отдельных компонент в волноводах, либо в виде сбалансирован¬
ных смесителей в полосковых линиях.
Рассмотрим п — «+-структуры с барьером, радиус которого
а велик по сравнению с толщиной до эпитаксиального слоя. По¬
следовательное сопротивление выражается формулой
Rs = дор/ля2 ~ w/a2NDnn,
а емкость записывается в виде
Св ~ а2 (N£>еге'0)'/2,
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
223
где Nd — уровень легирования я-области. Следовательно, пара¬
зитная постоянная времени равна
/?5Св~ш(еге0)1/2/<^.
■ Для получения хороших характеристик на высоких частотах
эпитаксиальный слой должен быть тонким, скажем 1 мкм,
а уровень легирования следует выбрать таким, чтобы обеспечить
Отческий
контакт (Au)
Радиус 6 мкм
Радиус 12 мкм
Радиус 18 мкм
Вид сверху
Диффузионная
область, п+
Барьер
SIO-- Au'
л-GaAs, 10,В-Юпсм'3
(толщина 0,1 мкм)
■ Омический
контакт (Au)
7
Толщина 2мм
Подложка
(полуизолирующий GaAs)
Вид сбоку
250 мкм
''Заземление
Фиг. 7.15. Смесительный диод с барьером Шоттки, приспособленный для
включения в полосковую линию для работы на частоте 10 ГГц.
большую величину произведения N^\in и приемлемую величину
обратного напряжения пробоя диода. Для я-Ge можно выбрать
значения ND = 1018 см-3, |я„ = 1500 см2-В-1-с-1; для я-GaAs:
ND = 2-1017 см-3 и р„ = 4500 см2-В-1-с-1. В этом случае зави¬
симость потерь преобразования от частоты будет иметь вид,
изображенный на фиг. 7.16, где приведены кривые для смеси¬
тельных диодов с барьерами Шоттки на я-GaAs, я-Ge и р-Si.
Преимущества GaAs, определяемые высокой подвижностью,
очевидны. Однако изложенные соображения представляют со¬
бой упрощеный подход к проблеме, пренебрегающий многими
эффектами. Более подробные данные можно найти в работах
Оксли и Саммерса-[1023], Лейтона [805] и в таких журналах, как
IEEE Transactions on Microwave Theory and Techniques.
224
ГЛАВА ?
Диоды металл — полупроводник также широко применяются
в разнообразных быстродействующих переключающих устрой¬
ствах малой мощности, в том числе в логических элементах вы¬
числительных машин. Весьма точная логарифмическая зависи¬
мость тока от напряжения, наблюдаемая в этих диодах при
изменении тока на много порядков, позволяет применять их
в схемах логарифмических преобразователей.
Диоды металл — полупроводник используются также в каче¬
стве переменных емкостей в параметрических схемах умножения
10 100 1000
Частота, ГГц
Фиг. 7.16. Потери преобразования идеального смесителя на диодах с барье¬
ром Шоттки в зависимости от несущей частоты.
Толщина эпитаксиального слоя принята равной I мкм, а —радиус диода; уровни легиро¬
вания приняты равными 2* 1017 см“э (п-GaAs), 1018 см“3 (ra-Ge) и 5■ 1016 см~3 (p-Si) [1023],
частоты. Ссылки на применения диодов металл — полупровод¬
ник в смесителях и параметрических схемах можно найти в ра¬
ботах Руша и Бурруса [1185], Каули и Соренсона [265], Черниг*
лиа и др. [211].
7.9.2. Применения в фотодиодах
Кремниевые поверхностно-барьерные фотоэлементы, в кото¬
рых свет проходит через тонкий (150 А) слой золота, изучались
Алстрёмом и Гартнером [13].
В последнее время при разработке диодов, служащих мало¬
инерционными детекторами модулированного света, для увели¬
чения чувствительности и быстродействия используется лавин¬
ный режим работы фотодиода. На фиг. 7.17 это показано схема¬
тически для случая гомопереходиых элементов. На фиг. 7.17, а
Х\ и Хч представляют собой границы обедненной области. Такие
структуры были исследованы Биардом и Шаунфилдом [148]
СВОЙСТВА ПЕРЕХОДА МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК
225
и др. Мельхиор и др. [911] недавно описали лавинный фотодиод
с барьером Шоттки Pt—Si (фиг. 7.17, в). Удельное сопротивле¬
ние «-Si составляло 0,5 Ом-см, а слой Pt имел толщину при¬
мерно 100 А и образовывал PtSi с достаточно малым сопротив-
лёнием слоя. Для уменьшения эффектов пробоя на краях при¬
менялось диффузионное охранное кольцо. Лавинное усиление
Поглощающая область
с сильным полем
Однородное лавинное
усиление
0
Охранное
кольцо —
х
Щ
_Активная <
площадь '
Верхняя
сторона
Поглощающая
область с сильным
полем
Поглощающая область
без поля
Охранное
'кольцо
а
Активная
71- диф/рузиЯ'^площадь
р-тип
Охранное кольцо
/ п-типа
в
Фиг. 7.17. Лавинные фотодиоды.
а — схематическое изображение гомопереходного диода; 6 — гомопереходный диод
— p=*Si; в — лавинный фотодиод с барьером Шотткн (Pt—Si) [148].
на длине волны Не—Ne-лазера равнялось 35, а постоянная вре¬
мени не превышала 10~9 с.
Недавно был описан также фотодиод с барьером Шоттки ме¬
жду Pt и GaAs с охранным кольцом, образованным облучением
протонами [828]. При коэффициенте усиления 100 произведение
коэффициента усиления на полосу пропускания было больше
50 ГГц, а увеличение отношения сигнала к шуму превышало
30 дб.
В другом варианте применения фотоэлектрических свойств
поверхностно-барьерных диодов Ямамото и Ота [1525] использо-
8 Зак. 285
226
ГЛАВА 7
вали зависимость емкости диода Au—GaAs от освещенности для
детектирования частотно-модулированного света и контроля па¬
раметрических колебаний.
7.9.3. Применение барьеров Шоттки в транзисторах
В насыщенном переключающем биполярном транзисторе
обычного типа (с переходами п — р — п или р — п — р) ско¬
рость выключения ограничена временем накопления носителей.
Обычный путь уменьшения времени накопления заключается в
воздействии на время жизни неосновных носителей путем леги¬
рования золотом. Однако легирование золотом уменьшает так¬
же коэффициент усиления по току р, который пропорционален
времени жизни неосновных носителей и, следовательно, не мо¬
жет решить проблемы. Мей [882] показал, что время накопления
можно свести практически к нулю, заменив обычный коллектор¬
ный р — «-переход барьером Шоттки, металлическая сторона
которого образует коллекторную область. При этом устраняется
инжекция неосновных носителей из коллектора в базу, так же
как и накопление заряда в коллекторной области. Теоретически
время накопления примерно в р раз меньше, чем у лучших ле¬
гированных золотом транзисторов с теми же значениями р и
такой же геометрией.
На фиг. 7.18 показана зонная диаграмма транзистора с кол¬
лектором в виде барьера Шоттки и типичная структура экспери¬
ментального устройства.
Транзисторы такого типа содержат только один р — «-пере¬
ход, поэтому их можно изготовить из материалов, которые иным
путем трудно использовать для изготовления биполярных тран¬
зисторов. Например, можно представить себе биполярный тран¬
зистор из SiC со структурой, показанной на фиг. 7.18,6.
Транзисторы с коллектором в виде барьера Шоттки имеют
следующие преимущества перед обычными биполярными тран¬
зисторами: а) практически нулевое обратное значение р, и по¬
этому уменьшенное время накопления, б) практически нулевое
последовательное сопротивление коллектора, в) равное нулю
время пролета коллектора и отсутствие обедненного слоя (это
преимущество только перед планарным типом триодов), г) со¬
здание коллектора в обычном процессе нанесения контакта, что
упрощает технологию изготовления и расширяет выбор техно¬
логических методов и материалов, д) исключение операции по
ограничению времени жизни заряда неосновных носителей и свя¬
занных с этим проблем.
Главный недостаток такого транзистора, так же как и тран¬
зисторов с вплавными переходами, состоит в том, что в высоко¬
частотных транзисторах, где толщина базы должна быть мала,
максимальное рабочее напряжение эмиттер — коллектор огра-
свойства перехода металл - ПОЛУПРОВОДНИК
227
ничивается одновременно «дотягиванием» обедненного слоя че¬
рез базу и пробоем коллекторного перехода. Согласно оценкам,
при толщине базы 0,5 мкм наивысшее возможное рабочее на¬
пряжение для кремния составляет примерно 12 В; при этом
уровень легирования базы был подобран таким образом, чтобы
«дотягивание» происходило при приближении к напряжению
пробоя.
Коллектор
Металл Si02(“^
Базовый,
контакт п+
'Эмиттер из р+-Si
6
Фиг. 7.18. Транзистор с коллектором в виде барьера Шоттки.
а —энергетическая диаграмма для нулевого смещения; б—типичная экспериментальная
структура [884].
Транзистор с коллектором в виде барьера Шоттки перспек¬
тивен как переключающий элемент. Технология его изготовле¬
ния легко согласуется с технологией интегральных схем. При
помощи схем на основе транзисторов с коллектором в виде
барьера Шоттки, работающих в режимах насыщенного переклю¬
чения, можно осуществить логические элементы с весьма высо¬
ким быстродействием.
Другим перспективным применением переходов металл — по¬
лупроводник является их использование в качестве затвора в
полевых транзисторах [901]. В некоторых технологических про¬
цессах металлический затвор можно использовать в качестве
маски, чтобы автоматически обеспечить нужное расположение
8*
228
ГЛАВА 7
областей истока и стока по отношению к затвору1). Кёртин и
Мид [760] указали также, что затвор на основе барьера Шоттки
полезно применять при разработке полевых устройств, посколь¬
ку при этом не возникают трудности, связанные с изготовлением
р — «-переходов на широкозонных материалах, и на обедненный
слой барьера Шоттки не влияют поверхностные состояния. Пра¬
вильно изготовленный барьер Шоттки обладает малым обрат¬
ным током, и потому затвор полевого транзистора с барьером
Шоттки может иметь приемлемый входной импеданс, хотя и не
столь высокий, как у структуры металл — окисел — полупро¬
водник.
7.9.4. Транзисторы с металлической базой
Транзисторы с металлической базой, в которых перенос но¬
сителей от эмиттера к коллектору осуществляется потоком горя¬
чих электронов, представляют потенциальный интерес по не¬
скольким причинам. Предельная частота таких транзисторов
может быть высокой, поскольку эффекты накопления неоснов¬
ных носителей отсутствуют. Более того, базовая область может
быть весьма тонкой (несколько сот ангстрем) и тем не менее
обладать достаточно малым сопротивлением, так что частотный
предел, обусловленный постоянной времени RC, может быть вы¬
соким. Другая причина интереса заключается в том, что приме¬
нение простой технологии тонких пленок (напыление металла
и наращивание оксида) может привести к созданию очень деше¬
вых активных устройств.
Оказалось, что большинство этих преимуществ трудно осу¬
ществить, поэтому исследования тонкопленочных транзисторов
с металлической базой ведутся в настоящее время не очень
активно. Интересно обсудить, почему это происходит.
На фиг. 7.19 показаны энергетические диаграммы некоторых
структур транзисторов с металлической базой, которые время
от времени предлагались. В триоде, изображенном на фиг. 7.19, а,
металлические эмиттер и коллектор отделены от базы тонкими
изолирующими барьерами. В качестве металла можно исполь¬
зовать алюминий, а в качестве изолирующих барьеров — А1г03.
Инжекция происходит путем туннелирования через очень тонкий
слой изолятора, разделяющий эмиттер и базу, и инжектирован¬
ные горячие электроны имеют (в лучшем случае) пробег, доста¬
точный для того, чтобы пересечь область металлической базы и
пройти через барьер между базой и металлическим коллекто¬
ром. Однако барьеры между металлами и изоляторами оказы¬
ваются слишком высокими (более 1 эВ, см., например, работу
*) Полевым транзисторам с барьером Шоттки посвящеи ряд статей в мар¬
товском выпуске (1970 г.) журнала IBM Journal of Research and Development.
свойства перехода металл — полупроводник
229
Браунштейна и др. [170], и потому собирание тока затруднено
[982]. В связи с этим было предложено использовать коллектор
металл — полупроводник с более приемлемой высотой барьера.
Все три структуры, показанные на фиг. 7.19,6, виг, имеют по¬
лупроводниковые коллекторы и металлические базы, но разные
эмиттеры. Относительные достоинства таких структур были изу¬
чены Аталлой и Соши [97].
Эти авторы пришли к за¬
ключению, что структура
полупроводник — металл —
полупроводник (ПМП) наи¬
более перспективна в отно¬
шении величины произведе¬
ния коэффициента усиления
на ширину полосы.
В триоде с туннельным
эмиттером (фиг. 7.19, б) для
получения заметной плот¬
ности туннельного тока тол¬
щина слоя изолятора меж¬
ду эмиттером и базой долж¬
на составлять несколько
десятков ангстрем. При этом
почти неизбежно приходит¬
ся сталкиваться с эффекта¬
ми, связанными с отверстия¬
ми в слое изолятора. В са¬
мом деле, высказывались
предположения, что транзи¬
сторный эффект, наблюдаемый в таких структурах, связан
в основном с прямой инжекцией через отверстия. Исследование
такого типа инжекции, проведенное Спраттом и сотр. [1319],
привело их к концепции транзисторов с «краевым эффектом»,
в котором инжекция происходит в обедненный слой. Лейвайн
[788] опубликовал обзор работ по различным транзисторам,
в том числе с обедненным слоем.
Если же вновь обратиться к транзистору ПМП, то ясно, что
следует рассматривать две основные проблемы. Первая ка¬
сается средней длины свободного пробега горячих электронов
в металлической базе. Кроуэлл и др. [289, 290] измерили длины
затухания для Au и некоторых других металлов. Они нашли,
что для электронов с энергией примерно на 1 эВ выше уровня
Ферми средняя длина свободного пробега при комнатной темпе¬
ратуре составляет 740 А для Au, 440 А для Ag, 170 А для Pd и
200 А для Си. Поэтому в большинстве исследований транзи¬
сторов ПМП в качестве материала базы использовался Ац,
Фиг. 7.19. Энергетические диаграммы
транзисторов иа горячих электронах
с металлической базой.
а — триод металл — изолятор — металл — изоля¬
тор — металл; б — триод металл — изолятор —
металл — полупроводник с туннельным эмит¬
тером; в —триод с ОПЗ-эмиттером; г — триод
с эмиттером полупроводник — металл [97J.
230
ГЛАВА 7
а толщины составляли несколько сот ангстрем. Недавно Кроуэлл
и Це [283—285] получили в своих измерениях на пленках Au, на¬
несенных на подложки из Ge и Si, средние длины свободного
пробега 230 А для электронов с энергией 0,85 эВ при комнатной
температуре. Следовательно, база транзисторов ПМП должна
иметь весьма малую толщину, возможно 100 А.
Кроуэлл и Це [283, 284] рассмотрели также проблему рассея¬
ния электронов оптическими фононами в эмиттерных и коллек¬
торных барьерах структур полупроводник — металл — полупро¬
водник. Согласно их расчетам, отношение, характеризующее
перенос тока, составляет лишь 0,68 для структур Si/Au/Si; при
этом потери в базе и квантовомеханическое отражение на кол¬
лекторном барьере не учитываются. Проблема квантового отра¬
жения рассмотрена Кроуэллом и Це в другой работе [287], где
они показали, что результирующее отношение токов меньше 0,5
без учета потерь в базе. В экспериментальных исследованиях
структур ПМП, выполненных Це и др. [1356], в качестве металла
базы использовались Au, Ag, Pd и Al, эмиттерным полупровод¬
ником служили Ge, Si, GaAs и GaP, а в качестве коллекторного
полупроводника применялись Ge, Si, GaAs, GaP, CdSe и CdS.
При толщине базы примерно 100 А максимальное достигнутое
отношение /с//е составляло около 0,3 (для структур Si/^/Gc и
Поскольку низкочастотный коэффициент усиления по току
в схеме с общей базой столь мал, усиление по мощности, если
оно должно быть получено, зависит от достижимого отношения
импедансов. Оценивая свойства транзисторов ПМП, Це и Гум¬
мель [1354] пришли к заключению, что при существующей тех¬
нологии отношение импедансов ограничено, по-видимому, вели¬
чиной примерно 100.
Для структуры Si/Au/Ge с эпитаксиальным коллектором тол¬
щиной 1 мкм, металлической базой толщиной 100 А и шириной
эмиттерной полоски 1 мкм при плотности тока 3000 А-см-2 для
частоты 10 ГГц были вычислены следующие значения: коэффи¬
циент одностороннего усиления 26 дб, максимальное стабильное
усиления 29 дб при отношении сопротивлений 104 и усиление
с преобразованием 10 дб при длине полоски 1000 мкм и отно¬
шении сопротивлений 100. При этом не учитывались потери,
связанные с паразитными эффектами, и предполагалось опти¬
мальное согласование между реактивными компонентами гене¬
ратора и нагрузки. В заключение можно сказать, что будущее
тонкопленочных транзисторов ПМП с металлической базой не
кажется многообещающим, поскольку даже лучшие из достиг¬
нутых отношений токов малы (/с//« ~ 0,3).
Глава 8
Фотоэмиссионные катоды
с высокой эффективностью
8.1. Введение
Процесс фотоэмиссии электронов из вещества включает в себя
три стадии: 1) поглощение электроном фотона на некоторой
глубине в объеме вещества, сопровождаемое повышением его
энергии; 2) движение возбужденного электрона к поверхности
вещества; 3) выход электрона в вакуум с преодолением поверх¬
ностного энергетического барьера. Выход фотоэмиссии зависит
от таких факторов, как отражательная способность поверхности,
глубина поглощения, диффузионная длина и энергия электро¬
нов, способных преодолеть поверхностный энергетический
барьер, механизмов потери энергии в пределах глубины выхода
и характера изгиба зон на поверхности, определяемого обработ¬
кой поверхности.
В табл. 8.1 приведены характеристики некоторых фотокато¬
дов, используемых на практике.
ТАБЛИЦА 8.1
Свойства обычных фотокатодов
Катод
^макс’
A
Макси¬
мальный
кванто¬
вый
выход
при
Wc %
Макси¬
мальная
чувстви-
тельность,
мкА-лм-1
Длинно¬
волновая
граница
(1 % макси¬
мальной
чувстви¬
тельно¬
сти), А
Плотность
темнового
тока,
А-см-2
Тип
катода
Ag—0—Cs
8500
I
60
12 000
КГ1*
S-1
Cs3Sb
4000
30
90
6 200
кг15
S-4/S11
Bi—Ag—0—Cs
4500
10
90
7 500
кг14
S-10
Na2KSb
3700
30
60
6 500
< 10-1в
—
(Cs)Na2KSb
4000
40
230
8 500
10-1в
S-20
Видно, что единственным материалом, пригодным для ис¬
пользования в области длин волн до 12 ООО А (~1 эВ), является
катод Ag — О — Cs типа S-1. Однако даже в максимуме спек¬
тральной чувствительности квантовый выход составляет всего
лишь 1%, а чувствительность — примерно 60 мкА-лм-1, Эти
232
ГЛАВА 8
величины быстро убывают при больших длинах волн. Обычно
чувствительность определяется по отношению к падающему, а
не к поглощенному излучению. При 5550 А (2,24 эВ) 1 Вт мощ¬
ности излучения эквивалентен 660 лм. Следовательно, 1 лм при
этой длине волны соответствует потоку 4,2-1015 фотон-с-1. Если
бы квантовая эффектив¬
ность равнялась 100%
(т. е. один эмиттирован-
ный электрон на падаю¬
щий фотон), то выход
(по току) составлял бы
680 мкА-лм-1. Соотноше¬
ние между чувствитель¬
ностью, выраженной в
миллиамперах на ватт и
в электронах на фотон,
зависит от длины волны
(фиг. 8.1). Так как чувст¬
вительность глаза умень¬
шается при больших дли¬
нах волн, то одному лю¬
мену соответствует боль¬
шее число фотонов и воз¬
можен выход (по току)
более 680 мкА-лм-1 при
квантовом выходе, не пре¬
вышающем 1 электрон на
фотон. (На самом деле,
выход, больший единицы,
не противоречит никаким
фундаментальным зако¬
нам, поскольку фотон,
обладающий достаточно
высокой энергией, может создать электрон с высокой энергией,
который в свою очередь создаст в результате ударной иониза¬
ции второй электрон, причем оба электрона могут быть эмит-
тированы. Этот эффект, как и можно было ожидать, наблю¬
дался только в ультрафиолетовой области при очень высоких
энергиях фотонов.)
Свойства обычно употребляемых фотокатодов приведены в
обзорах Соммера и Спайсера [1302] и Соммера [1301]. В них
читатель найдет обстоятельное рассмотрение щелочных фотока¬
тодов.
Электронные процессы, происходящие в катодах Ag—О—Cs,
остаются до настоящего времени несколько неясными. Цезий,
обладающий работой выхода 1,95 эВ, при нанесении его в виде
1
1
£
Ю
Ю 6
Ю~‘
п-г
Длина волна X, Л
Фиг. 8.1. Соотношение между чувствитель¬
ностью (в мА-Вт-1) и квантовым выходом
0,1 электрона на фотон.
Сплошная прямая представляет собой зависи¬
мость тока (в мА), отнесенного к световой мощ¬
ности (в Вт), от длины волны при эффективности
фотоэффекта 0,1 электрон на фотой. Штриховая
кривая — зависимость величины светового потока
(в лм), отнесенного к световой мощности (в Вт),
от длины волны. Она резко обрывается по обе
стороны от длины волны 5550 А, соответствующей
максимуму чувствительности глаза.
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 233
моноатомного слоя на другие металлы уменьшает эффективную
работу выхода последних (например, до 1,54 эВ у W). Однако,
как указывает Соммер [1301], Ag также играет определенную
роль в работе фотокатодов Ag — О — Cs. Как принято считать,
свойства фотокатода CsaSb обусловлены тем, что этот материал
представляет собой полупроводник р-типа с шириной запрещен¬
ной зоны 1,6 эВ и электронным сродством — 0,4 эВ. Следова¬
тельно, минимальная энергия кванта должна составлять при¬
мерно 2,0 эВ; это соответствует длинноволновой границе при
6200 А, как указано в табл. 8.1.
Исследования СэгО показали, что это вещество является
полупроводником н-типа с шириной запрещенной зоны 2,0 эВ
и электронным сродством 0,7—1,0 эВ. Однако такие исследова¬
ния не привели к улучшению свойств катодов Ag — О — Cs или
к развитию других фотокатодов для длинноволновой области.
Поэтому в течение многих лет свойства фотокатодов для длин¬
новолновой области оставались почти неизменными. Недавно,
однако, концепция фотокатодов с нулевой или отрицательной
работой выхода, основанных на полупроводниках АщВу с цезие¬
вым или кислородно-цезиевым покрытием, позволила резко
улучшить качество фотокатодов. Чувствительность в области
1.4 эВ была увеличена примерно на два порядка по сравнению
с катодами Ag — О — Cs, а в области 1,17 эВ (1,06 мкм) была
достигнута приемлемая эффективность (2%).
8.2 Фотокатоды из p+-GaAs с цезиевым покрытием
Хотя упомянутое достижение было связано главным образом
с использованием полупроводников АщВу, сама концепция ве¬
дет свое происхождение еще от исследований влияния изгиба
зон на фотоэлектронную эмиссию из монокристаллов кремния,
выполненных Шеером [1220] и Ван Лааром и Шеером [1430,
1431]. В этих исследованиях было обнаружено, что цезиевое по¬
крытие создает на поверхности кремния как п-, так и р-типа
барьер, которому соответствует порог ЕА при энергии примерно
1.4 эВ, но оказалось, что квантовый выход (фиг. 8.2) гораздо
больше в кремнии p-типа, чем н-типа. Объяснение заключается
в том, что в результате изгиба зон поверхность p-Si приобретает
проводимость н-типа и эффективная фотоэлектрическая работа
выхода уменьшается до величины Eph(p), как это показано на
фиг, 8.3,6. Значение Eph(p) гораздо меньше, чем соответствую¬
щая величина EPh(n), показанная на фиг. 8.3, а.
Рассмотрение фиг. 8.3, б позволяет уяснить условия, при вы¬
полнении которых рассматриваемая концепция может быть
плодотворной. Энергия ЕА должна быть возможно меньшей,
насколько это позволяет выбор материала покрытия, а изгиб
1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0
Энергия фотона, эВ
Фиг. 8.2. Влияние объемного легирования иа внешний фотоэффект с кри¬
сталлов Si, покрытых Cs.
Легирование кремния: / — 3*101ь см~э (бор):2 — 4-1017 см~э (галлий): 3 — 1016 см“2 (галлий):
4-1016 см-3 (фосфор) [1430].
Ед~1,4эВ Ед
Ес • —--
Ея=1,1эВ
•Вакуум
Epfi(n)
Поверхность
п-тип
а
Г
р-тип
б
Л
LLi
4р)
фиг. 8.3. Модели энергетических зон, объясняющие большую величину
внешнего фотоэффекта у Si(Cs) р-типа, чем у «-типа [1220].
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 235
зон, получаемый в процессе изготовления, — как можно боль¬
шим. Максимально возможный изгиб зон получается в том слу¬
чае, если дно «впадины» ЕА находится примерно на том же
уровне, что и край валентной зоны в объеме. Далее, область
изгиба зон должна иметь возможно меньшую толщину, так
чтобы большая часть излуче¬
ния проникала в ту часть
кристалла, где край зоны про¬
водимости не изогнут и фото-
индуцированные электроны
обладают наибольшей энер¬
гией. Чем меньше толщина об¬
ласти изгиба зон, тем меньше
электронов теряется, термали-
зуясь в результате рассеяния
во «впадину», вместо того
чтобы быть эмиттированны-
ми. Объем полупроводника
должен быть сильно легиро¬
ванным (Na ~ Ю19 см-3), что¬
бы область изгиба зон была
достаточно тонкой.
Как видно из фиг. 8.3, б,
эффективный барьер для эмис¬
сии электронов из зоны прово¬
димости равен (Еа — Eg). Экс¬
перименты Шеера и Ван-
Лаара [1222] показали, что для
полупроводника p-типа, на¬
пример Si с цезиевым покры¬
тием, энергия Еа равна примерно 1,4 эВ. В случае Si кванто¬
вый выход был низким, поскольку барьер ЕА — Eg (0,3 эВ)
препятствовал прямой эмиссии фотоиндуцированных электро¬
нов, которые в результате термализации оказались на дне
зоны проводимости. Однако Шеер и Ван Лаар предположили,
что при использовании полупроводника p-типа с шириной за¬
прещенной зоны Еа эмиссия фотоиндуцированных электронов
зоны проводимости будет легко осуществима. Они подтвер¬
дили это предположение, показав, что сильно легированный
jo-GaAs (Eg = 1,4 эВ), сколотый в вакууме и покрытый цезием,
имеет квантовый выход 35% при 3,5 эВ и длинноволновой по¬
рог 9000 А. Максимальная общая чувствительность составляла
примерно 500 мкА-лм-1. Зависимости квантового выхода от
энергии фотона и длины волны показаны на фиг. 8.4.
На фиг. 8.5 представлены обобщенные диаграммы энерге¬
тических зон, предложенные Шеером и Ван Лааром [1222].
9000 5000 3000
-*— Длина волны, Л
Фиг. 8.4. Спектральная зависимость
выхода фотоэмиссии для GaAs—Cs.
Сплошная кривая — эффективность, выра¬
женная как число электронов на падающий
фотои, штриховая кривая — эффективность
в расчете на поглощенный фотон [1222].
236
ГЛАВА 8
Отметим, что они, так же как энергетические диаграммы ге¬
теропереходов, включают тонкий «пикообразный» барьер, обус¬
ловленный разностью электронного сродства.
После работ Шеера и Ван Лаара исследования в этой об¬
ласти значительно активизировались. Обзор последних работ
был выполнен Беллом и Спайсером [128]. Одна из задач этих
исследований заключалась в выяснении технологических прие¬
мов, при помощи которых можно получить хороший выход, не
используя поверхности, полученные сколом в вакууме, поскольку
скалывание неудобно в производственном процессе. Имеются
'о~///////////Щ}
■I
а
4
Уровень
}>
| вакуума
?
F
Поверхностные
состояния
Чь
Е°а
Уровень
' вакуума
EA=<p^Eth
I
в
Фиг. 8.5. Зонные диаграммы полупроводника p-типа после абсорбции
электроположительных атомов металла.
а—положение уровня Ферми определяется поверхностными состояниями; б —поверх¬
ностные состояния не влияют на положение уровня Ферми; в —то же, что н б, но уро¬
вень легирования p-типа выше, чтобы изгиб зон происходил на меньшем расстоянии от
поверхности. £*^ —электронное сродство чистой поверхности полупроводника, Ф— ра¬
бота выхода, / — глубина выхода, £^ —пороговая энергия для эмиссии из валентной
зоны, Е^.— ширина запрещенной зоны [1222].
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 237
указания на то, что эти технологические проблемы были ре¬
шены. На фиг. 8.6 показаны результаты применения очистки
путем нагрева. Термическое разложение поверхности GaAs в ва¬
кууме происходит при температуре порядка 670 °С [1186].
Другое направление исследований заключалось в изучении
слоя Cs для определения влияния кислорода. Тёрнбалл и Эванс
[1407] обнаружили, что в том случае, когда Cs наносился на
поверхность GaAs, подвергнутую действию атмосферы, выход
был гораздо меньше, чем для поверхности GaAs, полученной
сколом в вакууме. Однако введение 02 в систему GaAs(Cs) мо¬
жет увеличить фотоответ, как это показано на фиг. 8.7. У струк¬
туры GaAs — Cs — О величина выхода была обычно по крайней
мере в два раза меньше в том случае, когда GaAs был загряз¬
нен перед нанесением покрытия Cs — О. Однако работа выхода
поверхности Cs — О составляла не более 1,4 эВ, т. е. величины,
соответствующей чистой структуре GaAs(Cs). Меньшая вели¬
чина выхода была приписана наличию барьера на границе раз¬
дела между GaAs и Cs—О, а не потерям электронов при диффу¬
зии через слой Cs—О.
В фотокатоде любой структуры простейшая модель, с по¬
мощью которой рассчитывается вероятность того, что электрон,
возникший на глубине х внутри полупроводника, достигает
области изгиба зон вблизи перехода, основана на уравнении
пиффузии
Р: (х) = ехр (— х/Ь), (8.1)
где L — длина диффузии. Число пар, создаваемых на глубине х
в единицу времени, есть
dnjdt = а (hv) /0 ехр [— а (hv) х] dx, (8.2)
где a(hv)—коэффициент поглощения полупроводником фото¬
нов с энергией hv, a /о — интенсивность падающего света, выра¬
женная в единицах фотон-с-1. В стационарных условиях число
электронов, достигающих перехода, будет равно интегралу про¬
изведения формул (8.1) и (8.2) в пределах от нуля до бесконеч¬
ности. Выход индуцированного полем фотоэффекта будет равен
этой величине, умноженной на эффективность эмиссии Ре. Вы¬
ражение для выхода фотоэффекта У (число электронов на один
поглощенный фотон) записывается в виде
Y = Pe[a{hv)/a(hv) + (1/L)]. (8.3)
Это выражение было, по-видимому, впервые использовано Сай¬
моном и Спайсером [1285]. Иден и др. [366] нашли, что резуль¬
таты'Шеера и Ван Лаара можно представить с помощью этой
формулы, если предположить, что вероятность выхода Ре равна
0,6, а длина диффузии ~ 1500 А. Указанные авторы обнаружили
т
100 ZOO 300 400 500 600
Температура термообработки, °С
Фиг, 8.6. Влияние температуры термообработки на светочувствительность
при комнатной температуре сколотого p+-GaAs.
После каждой термообработки вновь наносился Cs20 [123].
а
I
•I
L
«За
II
•§1
•ъЧ-
а
§
I
Энергия фотона, эВ
Фиг. 8.7. Кривые спектрального фотоответа загрязненного GaAs.
J —GaAs—Cs, 5—5—GaAs—Cs—О с постепенным увеличением толщины Cs—О {2 — в слу¬
чае минимальной толщины Cs—О; 5—в случае максимальной толщины) [1407J,
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 239
также, что фотовозбужденные электроны во время диффузии к
поверхности термализуются либо в Г-, либо в A-минимуме зоны
проводимости. Это становится ясным при рассмотрении зонной
структуры и энергетического распределения фотоэмиттирован-
ных электронов (фиг. 8.8а и 8.86).
Наинизшая зона
проводимости
Пик 1,7эБ
Пик 1,4 эБ
Валентные
зоны
Г X
(ill) (ООО) (too)
Волновой вектор электрона , к
Фиг. 8.8а. Схематическое изображение зон¬
ной структуры GaAs в области запрещен¬
ной зоны; показаны процессы возбуждения
и выхода.
При энергии фотонов инже 1,7 эВ электроны тер¬
мализуются в минимуме Г до выхода в вакуум,
тогда как для более высоких энергий фотона все
большее число электронов „термализуется" в ми¬
нимуме X.
1,2 1,6 2,0 2,4
Энергия Е над максимумом
валентной зоны, эЗ
Фиг. 8.86. Распределения по
энергиям электронов, фотоэмит-
тированиых из GaAs(Cs), при
энергии фотонов от 1,4 до
2,2 эВ.
Распределения были нормализованы
к квантовому выходу [366].
Указанный подход был развит далее Джеймсом и др. [636]
для структур GaAs—Cs—О. При энергиях кванта между поро¬
говыми значениями 1,4 и 2,3 эВ эмиттировались почти исклю¬
чительно электроны, термализованные либо в Г-, либо в A-ми¬
нимуме, но для больших энергий кванта наблюдалось значи¬
тельное число нетермализованных электронов. Кроме того, при
энергиях фотона свыше 2,3 эВ коэффициент поглощения а был
столь велик, а глубина проникновения света столь мала, что
возникали дополнительные осложнения, связанные с возбужде¬
нием в области изгиба зон. Если рассматривать только электро¬
ны, генерируемые в области объема, то оказывается, что кван¬
товый выход фотоэффекта для каждого минимума имеет вид
pxJx
Yx V (! — R)
Р F
rxx
Кг:
Рг/Г
l+(l/aLx) ’
F r +
(8.4)
(8.5)
240
ГЛАВА 8
где Fx — доля электронов, которые при возбуждении попадают
в область энергий, больших 1,7 эВ, и, рассеиваясь, оказываются
в A-долине. Эту долю можно вычислить, зная зонную структуру
GaAs; результаты расчета показаны на фиг. 8.9. Таким образом,
в формулах (8.4) и (8.5) неизвестными остаются длины диффу¬
зии Ьх и Ьг, а также вероятности выхода Рх и Рг. Длины
диффузии определяют форму спектральных кривых выхода,
Фиг. 8.9. Доля фотовозбужденных
электронов, термализующихся в каж¬
дом минимуме, рассчитанная на ос¬
нове зонной структуры GaAs [636].
Фиг. 8.10. Влияние дополнитель¬
ных слоев О—Cs.
Показано уменьшение работы выхода
и поглощение электронов, измеренное
экспериментально [6361.
а вероятности выхода — их величину. Поэтому Ьх и Рх можно
определить из экспериментальной кривой выхода для X, a Lr и
Рг — из кривой выхода для Г. Было найдено, что величина Ьх,
характеризующая рассеяние оптическими фононами при пере¬
ходе из А в Г, при комнатной температуре равна 0,03 ± 0,01 мкм
и не зависит от легирования. Диффузионная длина LT зависела
от легирования и менялась от 1,6 мкм при концентрации атомов
Zn МО19 см-3 до 1,0 мкм при 4-1019 см-3. Желательно, чтобы
диффузионная длина была велика. В особенности это справед¬
ливо для фотонов с энергиями вблизи низкоэнергетического
порога, где глубина поглощения возрастает. Отсюда следует, что
нужно использовать GaAs с концентрацией носителей 1 • 1019 см-3.
Однако работа выхода слоя Cs равна 1,4 эВ, что близко к ши¬
рине запрещенной зоны GaAs, поэтому для уменьшения эффек¬
тивной высоты барьера для фотоэлектронов уровень Ферми дол¬
жен находиться как можно ниже. Таким образом, выход при
легировании цинком с концентрацией 4-1019 см-3 выше, чем при
концентрации МО19 см-3. Однако добавление 02 в слой Cs, на-
ФОТОЭМИССИОППЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 241
несенный на сколотый в вакууме GaAs, меняет ситуацию, по¬
скольку оно уменьшает работу выхода, как это показано на
фиг. 8.10, хотя по мере увеличения толщины слоя вероятность
прохождения через слой уменьшается. Каждый слой имел тол¬
щину порядка моиоатомного слоя, но точное значение толщины
не определялось. Для Г-процесса и легирования 1-1019 см-3 тол¬
щина слоя, получаемого после шести циклов нанесения О—Cs,
обеспечивала наилучшую чув¬
ствительность для фотонов с энер¬
гией вблизи порога, как это по¬
казано на фиг. 8.11а. (Соммер
Фиг. 8.11а. Кривые вероятности выхода
для X- и Г-электронов в GaAs, рассчи¬
танные из энергетического распределен
ния эмиттированных электронов [636].
Энергия фотона, эБ
Фиг. 8.11 б. Кривые абсолютного
квантового выхода.
Показаны кривые, соответствующие
оптимальной обработке тотько цезнем
[GaAs(Cs), легированный цинком
4-I0lBJ, оптимальной обработке О—Cs
[1 * 1019 GaAs* Cs + (0 + Cs)e], и для срав-
нення — кривая'дгромышле иного фото ка¬
тода S-1 [631].
и др. [1303] отметили, что плотность Cs20 больше, чем у Cs, и
поэтому может потребоваться несколько циклов нанесения
О—Cs для образования однородного мономолекулярного
слоя СэгО.) Характеристики оптимизированной структуры
GaAs(0—Cs) показаны на фиг. 8.116. Максимальная чувстви¬
тельность равна 1000 мкА-лм-1. При 1,5 эВ чувствительность
почти на два порядка больше, чем у промышленного фотокато¬
да S1. Стабильность поверхности О—Cs была лучше, чем у по¬
верхности Cs, параметры которой ухудшались на 15% при ком¬
натной температуре и давлении 10-11 мм рт. ст. Нагрев фото¬
катода GaAs(Cs) до 75 °С вызывал удаление Cs с поверхности
и резко уменьшал фоточувствительность.
242
ГЛАВА 8
Юббинг [1412] изучал влияние примеси С на выход фото¬
эффекта у поверхности GaAs(Cs—О) методом оже-спектроско-
пии электронов. Было показано, что достаточно одного моно¬
слоя С, чтобы уменьшить выход до нуля (это связано, вероятно,
с ухудшением условий прилипания слоя Cs—О). Аналогичные
исследования проводятся и для других примесей.
Работы Джеймса и др. [636] были выполнены на легирован¬
ном цинком и сколотом в вакууме GaAs; длина диффузии элек¬
тронов составляла 1,6 мкм при концентрации Zn МО19 см-3.
Недавно Гарбе и Франк [429] исследовали внешний фотоэффект
на легированных кремнием слоях р-GaAs, полученных методом
жидкостной эпитаксии на подложках с ориентацией (110) и
(100). Концентрация носителей в образцах менялась в пределах
от 1,7-1019 до 6,6-1017 см-3. Образцы очищались нагреванием и
активировались слоями Cs, О или CsF, Cs. Была получена чув¬
ствительность к белому свету от 1120 до 545 мкА-лм-1. Длина
диффузии электронов превышала 3 мкм (в GaAs, легированном
кремнием, длины диффузии обычно больше, чем при легирова¬
нии цинком). Квантовый выход при 1,4 эВ составлял 20%, что
в несколько раз больше величины, полученной при исследовании
системы (Zn)GaAs—Cs, О.
Термоэлектронная эмиссия (темновой ток) с фотокатодов
типа GaAs (О—Cs) была рассмотрена Беллом [127]. Темновой
ток имеет следующие компоненты:
а) электроны, термически возбужденные фононным полем в
объеме р+-базы и диффундирующие к краю обедненного слоя, —
«диффузионная компонента»;
б) электроны, генерируемые центрами захвата непосред¬
ственно в обедненном слое, — «генерационная компонента»;
в) электроны, генерируемые поверхностными ловушками, —
«компонента поверхностных состояний»;
г) электроны, возбуждаемые в объеме фоновым инфракрас¬
ным излучением при рабочей температуре.
Генерационные компоненты «б» и «в» обычно доминируют и
дают, согласно оценке по наихудшему варианту, ток
3—7-10-15 А-см-2. Эту величину можно сравнить с обычными
значениями 10-12 А-см-2 для поверхности S-l (Ag—О—Cs) или
с 10-16 А-см-2 для мультищелочной поверхности S-20.
8.3. Исследования барьеров на фотокатодах АщВу
для расширения области инфракрасной чувствительности
Поскольку работа выхода цезия равна примерно 1,95 эВ, тот
факт, что Cs при нанесении на другие металлы дает столь ма¬
лую работу выхода, как 1,5 эВ, требует пояснения. Принято?
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 243
объяснение учитывает дипольный эффект и заключается в сле¬
дующем.
Потенциал ионизации валентных электронов в Cs мал
(3,9 эВ). Поэтому атомы цезия на металлической поверхности
обычно отдают валентные электроны и прикрепляются к по¬
верхности в виде ионов. Таким образом мопослой частично
ионизованных атомов Cs действует как слой электрических ди¬
полей с таким направлением поляризации, что электроны, дви¬
жущиеся из металла, ускоряются. Поэтому эффективная работа
выхода уменьшается. Величины, полученные на таких металлах,
как Ag, Си и W, лежат в пределах 1,5—1,6 эВ. Если толщина
цезиевого покрытия значительно превышает толщину монослоя,
то наблюдаемая работа выхода, как и ожидалось, стремится к
величине, характеризующей чистый Cs.
При нанесении слоев Cs на полупроводник наблюдаемые
результаты зависят от полупроводника и от толщины слоя.
В случае Si исходная сколотая поверхность [ориентация (111)]
с проводимостью р-типа по мере нанесения долей монослоя Cs
приобретает собственную проводимость, а затем — проводи¬
мость п-типа [53]. В случае сколотой поверхности GaAs (леги¬
рование Zn 5,5 -1016 см-3) толстый слой Cs создает на границе
раздела металл — полупроводник барьер Шоттки высотой
0,63 эВ [1413]. Однако у сильно легированного р-GaAs нанесе¬
ние примерно одного монослоя вызывает значительный изгиб
зон, и Еа на фиг. 8.5,в становится равным 1,4 эВ. Поэтому, как
показано на фиг. 8.12, а, эффективная энергия сродства к элек¬
трону равна нулю для структуры р-GaAs—Cs.
Если слой Cs взаимодействует с 02, то образуется Cs20. По¬
следний представляет собой полупроводник /г-типа с шириной
запрещенной зоны 2,0 эВ и энергией электронного сродства,
близкой к 0,6 эВ. Донорный уровень в Cs20 находится пример¬
но на 0,5 эВ ниже края зоны проводимости. Поэтому Зонненберг
[1305, 1306] постулировал для системы GaAs—Cs20 зонную диа¬
грамму гетеропереходного типа, показанную на фиг. 8.12,6.
Видно, что она соответствует отрицательной энергии электрон¬
ного сродства порядка — 0,5 эВ, если не учитывать энергетиче¬
ский пик. Поскольку полная толщина слоя Cs20 меньше 40 А,
могут возникать сомнения в применимости к Cs20 зонной диа¬
граммы [1303]. Конечно, толщина слоев свыше нескольких де¬
сятков ангстрем нежелательна, поскольку это увеличивает
вероятность потерь энергии горячими электронами в процессе
рассеяния при прохождении через Cs20. Однако гетеропереход-
ную модель можно считать конструктивной рабочей моделью,
если она подсказывает вопросы, которые иначе не были бы за¬
даны. Например, возникает вопрос — имеются ли свидетельства
в пользу существования барьера Д%, препятствующего движению
244
ГЛАВА 8
электронов (фиг. 8.12,6). Ответ оказывается, по-видимому,
утвердительным, по крайней мере для некоторых структур,
включающих слой Cs—О.
При исследовании слоев CS2O, нанесенных на GaSb, Джеймс
и Юббинг [635] пришли к заключению, что работа выхода слоя
Зона.
проводимости.
GaAs
Уровень
—вакуума.
1,4эВ
i Уровень
Ферми
б
Фиг. 8.12. Энергетические диаграммы, постулированные для GaAs(Cs) и
GaAs(Cs20).
л—для GaAs(Cs) — эффективная энергия сродства к электрону равна нулю; б —зонная
диаграмма гетероперехода, предложенная Зонпенбергом [1306] для GaAs—Cs^O.
может быть мала — порядка 0,7 эВ. Поэтому в случае p-GaSb
длинноволновый порог высокоэффективного внешнего фотоэф¬
фекта должен быть равен 1,8 мкм. Оказывается, однако, что
порог выхода соответствует барьеру на границе раздела 1,23 эВ
(1,0 мкм). Величина порога была определена по методу Фауле¬
ра экстраполяцией к нулю прямолинейного участка зависимости
корня квадратного из выхода от энергии фотона. Работа выхода
определялась по Кельвину (методом вибрирующего контакта).
Ф0Т0ЭМИССИ01П1ЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 245
На фиг. 8.13 показано влияние увеличения толщины CS2O в ре¬
зультате последовательного нанесения слоев О—Cs. Видно, что
у очень тонких слоев порог выхода фотоэффекта равен работе
выхода, но при больших толщинах, слоев величина порога стре¬
мится к 1,23 эВ.
Такого рода эффекты, связанные с барьером на границе раз¬
дела, проявляются также при измерениях внешнего фотоэффек¬
та на образцах GaAsi-sSb* с различной шириной запрещенной
35
Фиг. 8.13. Сравнение работы выхода (найденной по методу Кельвина) и
порога фотоэмиссин для сколотого в вакууме монокристалла p + + -GaSb,
покрытого Cs20.
Для каждой точки толщина Cs20 выражена в лэпгмюрах (l лэнгмю? = 10—6 мм рт. ст.-с—!)
по отношению к кислороду. 1 лэнгмюр 02 соответствует примерно 7 A Cs20 при коэффи¬
циенте прилипания Oj, равном единице [635].
зоны. Наибольшая величина квантового выхода для фотонов с
энергией 1,17 эВ (соответствующих длине йолны неодимового
лазера) была получена на образце с шириной запрещенной зоны
1.20 эВ. У полупроводников с шириной запрещенной зоны, мень¬
шей, чем эффективная высота гетеропереходного барьера, фото¬
эмиссия должна происходить либо путем преодоления барьера
горячими электронами, либо путем туннелирования через него
термализованных электронов. Ни один из этих процессов не
приводит к эффективной фотоэмиссии. Поэтому уменьшение ши¬
рины запрещенной зоны материала до величины, меньшей, чем
высота барьера на границе раздела, сильно уменьшает вероят¬
ность выхода, так что квантовый выход уменьшается, несмотря
на увеличение коэффициента оптического поглощения.
246
ГЛАВА 8
Работа выхода поверхностей, покрытых Cs—О, может, по-
видимому, быть уменьшена примерно до 0,6—0,7 эВ более или
менее независимо от того, на какой полупроводник АщВv нано¬
сятся слои Cs—О. Высота барьера на границе раздела была из¬
мерена для ряда полупроводниковых подложек. Величины порога
фотоэффекта для очищенных путем нагрева образцов GaAsSb,
InGaAs и InAsP, выращенных методом жидкостной эпитаксии,
равны соответственно 1,21; 1,20 и 1,17 эВ. Можно ожидать, что
эффективность вблизи порога зависит от зонной структуры;
Джеймс и др. [637] нашли, что наибольшей эффективностью об¬
ладает InAsP в согласии с вычислениями вероятности выхода для
электрона из долины Г. Для катодов InAsP—Cs20 были полу-
Фиг. 8.14. Сверхвысоковакуумная
камера для экспериментов по фото¬
эмиссии.
S—образец н держатель образца для ра¬
боты при температурах от жидкого азота
до комнатной; ТЕ — термопара; RS— образец
сравнения; Cs— каналы Cs2CrO«; Cs/7 — квар¬
цевый тигель для испарения галогенидов
цезня; MB—микровесы из кристалличе¬
ского кварца; EDA — анализатор распреде¬
ления по энергиям; О— цезневая ноиная
пушка; W—окно; QW—кварцевое окно;
РРА — масс-спектрометр; VR — вибрирую¬
щий стержень для измерения работы вы¬
хода; RG — датчик Редхеда; V — вентиль;
LV — вентиль натекания; IP—ионный на¬
сос; SP — сорбционный иасос [702].
чены следующие результаты: чувствительность 1200 мкА-лм-1,
100 мкА для светового потока в 1 лм, пропущенного через инфра¬
красный фильтр 2540 (по сравнению с 24 мкА для GaAsSb);
квантовый выход больше 10% для фотонов с энергиями свыше
1,27 эВ и 2% для фотона с энергией 1,17 эВ (1,06 мкм).
Мартинелли [870] изучал активацию p-Si с- удельным сопро¬
тивлением 0,005—0,01 Ом-см при нанесении Cs—О. Порог, опре¬
деленный при величине выхода 10~4 электронов на падающий
фотон, был равен примерно 1,1 эВ, а для энергий выше 1,5 эВ
выход превышал 10-1. Было получено отрицательное эффектив¬
ное значение электронного сродства, что представляет шаг впе¬
ред по сравнению с ранними результатами для Si с цезиевым
покрытием. Глубина выхода термализованных фотоэлектронов,
согласно оценке, составляет примерно 5,5 мкм. Измерения эф¬
фекта Оже на (100) Si во время обработки Cs и 02 указывают
на то, что 02 проникает в Cs и доходит до границы раздела с
Si. Достоинства кремниевых фотокатодов с отрицательным
электронным сродством по сравнению с фотокатодами из соеди¬
нений АщВу следует оценивать в специальных условиях экс¬
плуатации.
\‘Г
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 247
Большинство рассмотренных здесь работ по фотокатодам с
высоким выходом касалось измерений, выполненных в системе,
«работающей па отражение»; в настоящее время исследуются
тонкопленочные системы, «работающие на пропускание».
Другие исследования фотоэмиттеров фотокатодов на соеди¬
нениях AinBv включают:
InGaAs—Cs—О — Юббинг и Белл [1414], Вильямс [1492], Клейн [702]
InP—Cs—О — Белл и Юббинг [129]
GaAsi-^P* (Cs) — Саймон и др. [1288]
InAsP—Cs—О — Зонненберг [1307]
GaAsSb— Cs—О — Антипас и Джеймс [80]
В работе [80] развита концепция фотоэмиссии, стимулированной
полем в образце с перемен¬
ной шириной запрещенной
зоны.
На фиг. 8.14 представле¬
на схема аппаратуры, кото¬
рую желательно использо¬
вать в исследованиях фото¬
эмиссии. Спектральная за¬
висимость квантового выхо¬
да, измеренная на структу¬
ре InASo.isP 0,85—Cs20 [1307],
показана на фиг. 8.15. Кван¬
товый выход при 1,06 мкм
более чем на порядок луч¬
ше, чем у фотокатодов S1.
При такой длине волны на
структуре InAsP—Cs20 по¬
лучен выход 2%.
Эта область исследова¬
ний быстро развивается, и
можно надеяться, что по
мере накопления сведений
о факторах, влияющих на
величину барьеров, длин¬
новолновая граница будет,
возможно, продвинута до
1,7 мкм (~0,7 эВ).
Один из подходов, возможно заслуживающих рассмотрения,
заключается в том, чтобы достигнуть чувствительности при
энергиях фотона, меньших 1,4 эВ, путем добавления перехода
р-Ge—ZnSe к структуре GaAs(Cs) или GaAs(Cs—О), которые,
как было установлено, обладают отрицательным электронным
сродством. Ожидаемая диаграмма энергетических зон (в отсут-
СТЭИе внешнего напряжения) изображена на фиг. 8.16,а). При¬
Энергия фотона,эЕ
Фиг. 8.15. Сравнение кривой спектраль¬
ного фотоответа InAso.iePo.es—Cs20 с
кривыми для GaAs—Cs20, S-20 и
S-1 [1307].
248
ГЛАВА 8
ложив внешнее напряжение, как это указано на фиг. 8.16,6, по¬
лучаем зонную диаграмму, изображенную на фиг. 8.16, в. Отме¬
тим, что электрон, фотовозбужденный в Ge, не встречает энерге¬
тических барьеров при своем движении через зоны проводимости
ZnSe и GaAs. Барьер в валентной зоне между ZnSe и GaAs имеет
заметную величину даже при прямом смещении /2з, поэтому ин-
жекция дырок из p+-GaAs в ZnSe, которая могла бы вызвать
нежелательный ток, не имеет места. (Этот ток нежелателен, по¬
скольку он может уменьшить время жизни электронов в ZnSe
и привести к падению напряжения и нагреву.) В принципе
можно ожидать, что если эффекты рекомбинации на границе
раздела малы, то такая гетероструктура является эффективным
эмиттером электронов с порогом фотовозбуждения 0,7 эВ (ши-
VIZ~0,5B VZ3^0,6B
Фиг. 8.16. Эмиттирующий электроны фотокатод Cs(0)/p+-GaAs/vZnSe/p-Ge.
Ожидается чувствительность до 0,7 эВ (1,75 мкм).
а —энергетическая диаграмма без внешнего напряжения; б —схема включения струк¬
туры; в —энергетическая диаграмма при включенных внешних напряжениях.
ФОТОЭМИССИОПИЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 249
рина запрещенной зоны Ge). Можно представить себе подобные
структуры и па других полупроводниках с подходящими значе¬
ниями постоянных решетки и электронного сродства; такие
структуры также должны быть исследованы.
8.4. Вторичные эмиттеры для фотоумножителей
Рассмотренные для случая внешнего фотоэффекта условия,
при которых достигается малая величина работы выхода, пред¬
ставляют интерес также в связи с эмиссией электронов с поверх¬
ности, подвергнутой бомбардировке электронами с высокой
энергией. Основные концепции вторичной электронной эмиссии
рассмотрены в обзоре Деккера [327, 328].
Согласно простой модели, выход вторичной эмиссии можно
записать в виде
б = | (— е_| dEjdx) / (х) dx, (8.6)
где Е — энергия, остающаяся у первичного электрона на глуби¬
не х от поверхности; е — энергия, требуемая для создания в
веществе вторичного электрона. Функция f(x) представляет со¬
бой вероятность того, что электрон, возбужденный на глубине х,
достигает поверхности и эмиттируется. Эту вероятность можно
представить в виде
/ (х) = В,В2 ехр (— x/L), (8.7)
где коэффициент В, характеризует ту часть возбужденных элек¬
тронов, которая диффундирует к поверхности; В2 — вероятность
того, что электрон, достигший поверхности, выходит из материа¬
ла, a L — средняя длина свободного пробега возбужденных
электронов по отношению к рекомбинации (глубина выхода)
при диффузии к поверхности. Если потери энергии первичного
электрона на единицу пройденного пути постоянны и характе¬
ризуются глубиной проникновения R, то
б = (5,52/е) (E0L/R) [ 1 - ехр (- R/Ц], (8.8)
где Е0 — начальная энергия первичного электрона.
Расчет, проведенный согласно этой модели, показывает, что
выход возрастает с увеличением энергии первичного электрона
вплоть до некоторой величины Е0, а затем несколько уменьшает¬
ся, поскольку вторичные электроны, созданные очень глубоко
проникающими первичными электронами, не могут достичь по¬
верхности. Как видно из фиг. 8.17, модель приводит к резуль¬
татам, находящимся в разумном согласии с экспериментальны¬
ми данными. У металлов выход обычно мал, поскольку глубина
выхода мала (~30А), и лишь небольшая доля возбужденных
электронов обладает энергией, достаточной для преодоления
250
ГЛАВА 8
энергетического барьера и выхода в вакуум. Средняя длина
свободного пробега электрона с энергией на 3 эВ выше уровня
Ферми может быть меньше 100 А; потери энергии обусловлены
как электрон-электронными, так и электрон-фононными столк¬
новениями.
В кремнии средняя длина свободного пробега 60 А была
определена еще до того, как было установлено, что в результате
Фиг. 8.17. Теоретические кривые выхода вторичной эмиссии в зависимости
от энергии первичного электрона в нормализованных координатах. Пока¬
заны также экспериментальные данные для Pt, Ge и MgO [1286].
Обозначение
Вещество
^макс
^макс’ ®
X
MgO
24,0
1200
О
Ge
1,15
400
□
Pt
1,8
700
столкновения с оптическими фононами теряется энергия 0,06 эВ
[796]. Для того чтобы электрон потерял энергию 1 эВ, необходи¬
мо примерно 17 столкновений; при этом он, двигаясь хаотически,
проходит расстояние 1000 А (17X60) за время порядка 10~12 с.
Следовательно, если N — число столкновений, а Я — средняя
длина свободного пробега между столкновениями, то, согласно
формуле для случая трехмерного хаотического движения, полу¬
чаем следующее выражение для пройденного по прямой рас¬
стояния:
I = (N/3)'/2 Я. (8.9)
Для рассмотренного выше примера эта величина равна 140А
[1286].
ФОТОЭМИССМОНПЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 251
В GaP средняя длина свободного пробега равна 25 А, а по¬
теря энергии па одно столкновение составляет 0,05 эВ [1493],
так что, согласно формуле (8.9), расстояние I, на котором те¬
ряется энергия 1 эВ, равно примерно 65 А. Нанесение Cs на
Термализиция
Энергия первичного электрона, кВ
6
Фиг. 8.18. Вторичная эмиссия с p-GaP(Cs).
а—зонная диаграмма, показывающая отрицательное сродство к электрону; б—выход
вторичной эмиссии в зависимости от энергии первичного электрона. Кривая для GaP
вычислена по формуле (8.8) в предположении, что Я=(1,15/р)> 10“1в.£д'35, ВуВ^ = 5,
е=8,7 эВ, £.=2000 А, р=5,35 г-см-3 Ц 286).
р-GaP вызывает изгиб зон и создает условия, соответствующие
отрицательной величине электронного сродства, как это пока¬
зано на фиг. 8.18, а. Если уровень легирования (р) высок, то
ширина области изгиба зон мала, так что электроны испыты¬
вают мало столкновений на пути к поверхности. Таким образом,
возбужденные и затем термализованные в зоне проводимости
электроны могут выйти в вакуум, если они не рекомбинируют
с дырками. Скорость такой рекомбинации определяется
252
ГЛАВА 8
временем жизни или соответствующей ему длиной диффузии
электронов. В полупроводниках АщВу даже при сильном р-ле¬
гировании можно получить времена жизни 10-10 с и диффузион¬
ные длины 1 мкм или больше. Поэтому термализованные элек¬
троны могут диффундировать в течение времени, на два по¬
рядка большего, чем у обычных эмиттеров вторичных электро-
Фотокшпод
Диноды
Анод
Экран
а
Фиг. 8.19. Расположение электродов в типичных фотоумножителях.
а—круговое расположение электродов и непрозрачный фотокатод; б—линейная кон¬
фигурация динодной секции с прозрачным фотокатодом, отделенным перегородкой.
нов, и все же будут эмиттированы, если эффективная высота
барьера для электронов зоны проводимости (определяемая ве¬
личиной электронного сродства) равна нулю или отрицательна.
Согласно данным Саймона и Вильямса [1286], величина выхода
при вторичной эмиссии в p-GaP(Cs) составляет 130 и, по их
мнению, может достигать 250, как это показано на фиг. 8.18,6.
Это иа порядок лучше, чем у эмиттера вторичных электронов
с наибольшим из до сих пор известных значением усиления.
Устройство типичных фотоумножителей показано на
фиг. 8.19. В круглом электростатическом умножителе, показан¬
ном на фиг. 8.19, а, свет попадает на переднюю поверхность фо¬
токатода, а эмиттированные электроны умножаются девятью
ФОТОЭМПССПОПИЫК КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 253
динодными каскадами. В обычном широко используемом фото¬
умножителе 1Р21 фотокатод относится к классу S4 и имеет
чувствительность 40 мкА-лм-1. Общее усиление, даваемое де¬
вятью каскадами, составляет 2-106, что соответствует среднему
усилению па каскад, равному примерно 5. В качестве материала
динодов обычно применяют CsaSb, Mg—Ag или Be—Си. На
фиг. 8.19,6 показан фотоумножитель «разделенного» типа, в ко¬
тором прозрачный катод находится на торце трубки. Он отделен
от динодных электродов перегородкой и апертурой, что удобно
Номер канала (высота импульса)
Фиг. 8.20. Распределение числа импульсов по высоте: вндны пики, соответ¬
ствующие одному, двум и т. д. до пяти электронов [949].
при активации. Известно несколько других устройств фотоумно¬
жителей, таких, как венецианский экран (жалюзи), коробчатый
тип, система со скрещенными полями, диодные структуры [1557,
947, 948, 818, 396].
Поскольку у обычных эмиттеров вторичных электронов уси¬
ление на каскад составляет лишь примерно 5, то статистические
флуктуации числа вторичных электронов, эмиттируемых первым
динодом, ограничивают возможности фотоумножителя. Для
дискриминации сигналов, соответствующих эмиссии одного или
двух фотоэлектронов, необходимо, чтобы усиление первого
динода превышало 15—20. Еще большие коэффициенты усиле¬
ния требуются для дискриминации п- и п + 1-фотоэлектронов,
если п больше единицы. Саймон и др. [1287] получили усиление
между 20 и 40 при напряжении 600 В на первом диноде, изго¬
товленном из GaP(Cs). С помощью таких умножителей Мортон
и др. [949] достигли значительной разрешающей способности по
высоте импульса и разделили импульсы, связанные с эмиссией
одного, двух и т. д. до пяти фотоэлектронов. Разрешение по
254
ГЛАВА 8
высоте импульса, выражаемое через FWHM — полную ширину
на полувысоте (full width at half maximum), есть функция уси¬
ления динода. Если в результате серии сцинтилляций с фото¬
катода эмиттируется Ne фотоэлектронов, то
FWHM(jve) = 2,35 (Ne)~'k {l + Д"1 [сб/(б - I#, (8.10)
где Д — коэффициент усиления первого динода, б — коэффи¬
циент усиления остальных динодов, с — эмпирический коэффи¬
циент, равный примерно 1,6.
На фиг. 8.20 показано амплитудное распределение импуль¬
сов от очень слабых вспышек света; видны пики, соответствую¬
щие одному, двум и т. д. до пяти электронов. Наблюдаемое зна¬
чение FWHM для одноэлектронного пика равно 0,63. Разрешение
такого порядка было ранее недостижимо, и эта новая техноло¬
гия должна найти много приложений в детектировании и изме¬
рении очень слабых сцинтилляций (например, в счетчиках для
изучения трития и радиоуглерода и в черенковских счетчиках).
8.5. Электронные эмиттеры с холодным катодом
В течение многих лет, хотя и с небольшим до недавнего вре¬
мени успехом, проводились исследования с целью создания
устройства для применения в технике электронных пучков, пред¬
ставляющего собой эффективный катод, способный работать при
комнатной температуре (или вблизи нее) и эмиттировать элек¬
троны при приложении напряжения к переходу.
В качестве одного из подходов изучалась Эмиссия горячих
электронов из мелкого р — д-перехода в Si при обратном сме¬
щении [124]. На фиг. 8.21 показана диаграмма энергетических
зон такой структуры, к которой приложено обратное смещение
Va. Толщина д-области, через которую должны пройти горячие
фотовозбужденные электроны, составляет ~ 1000 А. Однако
средняя длина свободного пробега в кремнии по отношению к
эмиссии оптических фононов равна лишь 60 А, а по отношению
к ударной ионизации — примерно 190 А. Поэтому эффективность
эмиссии очень мала (~10-6 электронов на фотон).
Другой подход заключался в исследовании эмиссии с тонко¬
пленочных туннельных структур. Одна такая структура пред¬
ставляла собой тонкопленочный сандвич А1—А1203—Pt, где на
слой платины толщиной 25 А была нанесена испарением сетка
из Pd с последующей обработкой цезием. При токе через санд¬
вич примерно 50 мА ток эмиссии составлял 15 мкА, что соот¬
ветствует коэффициенту передачи 3 -10-4 и плотности тока
8 мА-см-2. Устройство стабильно работало в непрерывном ре¬
жиме в течение двух месяцев в отпаянной вакуумной трубке.
Однако в связи с появлением в последнее время электрон¬
ных эмиттеров на основе GaAs с высоким квантовым выходом и
ФОТОЭМИССИОННЫЕ КАТОДЫ С ВЫСОКОЙ ЭФФЕКТИВНОСТЬЮ 255
подобных полупроводниковых соединений и в связи с наличием
высокоэффективных светодиодов из GaAs и GaP можно ожи¬
дать, что соединение этих структур позволит впервые осуще¬
ствить создание относительно эффективного эмиттера с холод¬
ным катодом. Идея состоит в том, что пропускание тока через
излучающую свет область создает поток фотонов, которые по¬
глощаются в области с меньшей шириной запрещенной зоны,
Область
Фиг. 8.21. Диаграмма энергетических зон экспериментального эмиттера из SI.
Возможны два варианта: 1) носители, создаваемые светом в зоне проводимости в р-об¬
ласти, могут быть эмиттнрованы, если после прохождения ими области поля и тонкого
я—слоя оин сохраняют достаточную энергию; 2) носители, созданные прн лавинном
пробое перехода, могут быть эмнттированы, если они обладают достаточной энер¬
гией [124].
откуда эмиттируются фотовозбужденные электроны. Одна из
исследованных структур такого типа представляет собой элек-
тролюминесцентный диод п — р Al^Ga^As с р-стороной, покры¬
той поглощающим слоем д-GaAs (1 мкм), поверхность которого
с нанесенным на нее Cs—О обладает отрицательным электрон¬
ным сродством [735]. В первоначальных исследованиях была
получена дифференциальная эффективность (отношение тока
эмиссии в вакууме к входному току) примерно 10~3 при плотно¬
стях тока свыше 0,2 А-см-2. В дальнейшем эта эффективность
была увеличена примерно на порядок величины. Эффективность
10"2 при рабочем токе диода 50 А-см-2 означала бы плотность
тока катода 0,5 А-см-2. Предстоит выяснить, возможно ли в та¬
ких условиях добиться длительной и стабильной работы
устройства.
Глава 9
Изготовление
гетеропереходов
В большинстве случаев гетеропереходы изготовлялись эпитакси¬
альным наращиванием одного полупроводникового материала
на другой. Использовалось много методов выращивания: газо¬
вая эпитаксия, испарение, сплавление и выращивание из рас¬
твора. Метод получения чрезвычайно важен, поскольку измеряе¬
мые свойства гетеропереходов часто оказываются зависящими
от способа их получения. В данной главе обсуждаются про¬
блемы изготовления гетеропереходов, различные типы приме¬
няемых для этого систем, их достоинства и недостатки, некото¬
рые измерения, используемые для определения свойств получае¬
мых материалов, а также технология создания омических
контактов на различных полупроводниковых материалах.
9.1. Обсуждение методов изготовления гетеропереходов
В связи с тем что переход образуется между материалами со
слегка различающимися свойствами, возникает ряд проблем, с
которыми не приходится сталкиваться в обычной полупроводни¬
ковой технологии. Мы обсудим также применительно к полу¬
чению гетеропереходов другие проблемы, которые в равной
мере относятся к слоям, полученным эпитаксиальным выращи¬
ванием как на таких же полупроводниковых, так и на изоли¬
рующих подложках.
9.1.1. Кристаллическая структура
Чтобы получить переходы, электрические свойства которых
определяются свойствами материалов по обе стороны от пере¬
хода, эти материалы должны обладать близкой кристалличе¬
ской структурой и иметь мало различающиеся постоянные ре¬
шетки. В табл. 1.2 приведен перечень полупроводников с ука¬
занием их кристаллической структуры и постоянной решетки.
Механическое несоответствие между двумя сходными решетками
можно описать, введя плотность краевых дислокаций, требуе¬
мую для «подгонки» несогласующихся решеток. Краевые дисло¬
кации должны находиться очень близко друг от друга, и для
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
257
согласования решеток необходимы дислокации с каждым из
нескольких различных векторов Бюргерса.
Краузе и Тиг [726] воспользовались методом сканирующей
рентгеновской микроскопии и обнаружили сетку пересекающих¬
ся линий дислокаций на границе раздела между GaAs [пло¬
скость (001)] и нанесенным на него Ge. Линии дислокаций идут
в направлениях [110] и [110] и имеют компоненты вектора Бюр¬
герса вдоль осей [110] и [110] соответственно. Весьма вероятно,
что большая часть образовавшихся дислокаций будет находить¬
ся в том материале (либо в наращенном слое, либо в подлож¬
ке), который обладает большей пластичностью при температуре
выращивания. При выращивании Ge на Si при 400 °С значи¬
тельная плотность дислокаций имеется только в Ge, тогда как
при выращивании GaP на GaAs, согласно данным Олдхема
[1015], большое число дислокаций обнаруживается вблизи гра¬
ницы раздела в обоих материалах. Возникающие «болтающие¬
ся связи» будут вносить вклад в образование заряда на границе
раздела. Оценки плотности заряда по порядку величины, полу¬
ченные экстраполяцией данных для малой плотности дислока¬
ций в гомогенных материалах, дают величину ~1014 для пере¬
хода Ge—Si, где несоответствие решеток составляет 4%, и
~2-1012 для перехода Ge—GaAs, где несоответствие равно
0,08°/о- Краевые дислокации могут также действовать как очень
активные центры рекомбинации для дырок и электронов, пере¬
секающих переход.
На основании измерений проводимости вдоль границы раз¬
дела гетеропереходов Ge—GaAs Эсаки и др. [378, 379] пришли
к заключению, что плотность захваченных электронов на грани¬
це раздела меньше 5-1010 см-2. Доннелли и Милне [348], иссле¬
дуя емкость п — р-переходов Ge—Si, заключили, что эффектив¬
ная плотность захваченных электронов на границе раздела
равна примерно 1012 см-2 (см. табл. 2.1). Плотность «болтаю¬
щихся связей», ожидаемая для рассогласования решеток 4%,
составляет, однако, 6-1013 см-2 (табл. 4.1). Поэтому плотность
электронов, захваченных на границе раздела, может быть мень¬
ше, чем плотность «болтающихся связей», ожидаемая на осно¬
вании простых геометрических соображений.
Олдхем и Милне [1019], исследуя гетеропереходы п — п
Ge—Si (гл. 4), обнаружили состояния на границе раздела в ко¬
личестве, достаточном для того, чтобы оказать влияние на
электрические свойства и величину возникающих барьеров.
Можно сделать вывод, что несоответствие решеток порядка 1 %
или более обычно приводит к возникновению состояний на гра¬
нице раздела в количестве, достаточном для того, чтобы вы¬
звать изгиб зон на границе раздела и, следовательно, в значи-
9 Зак. 285
258
ГЛАВА 9
тельной степени определить характеристики устройства. (Если
несоответствие решеток превышает 8—10%, то эпитаксиальное
выращивание трудно осуществить.) В зависимости от толщины
используемых материалов эффект несоответствия решеток может
быть различным. В случае очень тонкого слоя на толстой под¬
ложке будет иметь место не образование дислокаций, а упругая
деформация тонкого слоя для обеспечения лучшего согласова¬
ния. В тонкой структуре энергия упругой деформации может
быть меньше энергии, требуемой для образования дислокации.
Поскольку мы не знаем с большой точностью энергии дислока¬
ций на границе раздела, то трудно сказать, при какой толщине
слоя образуются дислокации. Однако, например, в переходе
Ge—Si для этого, вероятно, достаточно лишь четырех или пяти
атомных слоев, если они обладают объемными свойствами. Де¬
тальный анализ энергии, связанной с дислокациями на границе
раздела, содержится в работах Ван-дер-Мерве [1423, 1424].
Влияние дислокаций на электрические свойства германия рас¬
смотрел Матаре [874].
9.1.2. Термическое р'асширен.ие решетки
Два различных материала, образующих гетеропереход,
обычно имеют разные коэффициенты термического расширения.
Таким образом, при охлаждении от обычно высоких температур
изготовления до комнатной температуры в решетке возникают
напряжения и могут образовываться дислокации. Райбен и др.
[1138] сообщают о сильных напряжениях в переходах Ge—Si,
вызывающих растрескивание верхнего слоя Ge. Ховел и Милне
[596] наблюдали подобное растрескивание в толстых слоях ZnSe,
выращенных на Ge. Лайт и др. [825] провели эксперименты по
пластической деформации слоев Ge, выращенных на GaAs. Они
пришли к заключению, что в их пленках не возникают дислока¬
ции у границы раздела, но слои пластически деформированы.
Сила, создающая напряжения, связана с различием в коэффи¬
циентах термического расширения между Ge и GaAs.
В табл. 1.2 приведены (средние) линейные коэффициенты
термического расширения многих полупроводников. Этими дан¬
ными следует, однако, пользоваться с осторожностью, поскольку
коэффициенты меняются в зависимости от температуры. Зави¬
симость коэффициентов термического расширения от температу¬
ры была измерена несколькими авторами. Некоторые результаты
приведены на фиг. 9.1.
Из экспериментов, выполненных в нашей лаборатории, сле¬
дует, что эффекты, связанные с различием коэффициентов тер¬
мического расширения, можно свести к минимуму, если: а) вы¬
ращивать эпитаксиальный слой при возможно более низкой
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
259
температуре, при которой еще удается получить материал с хо¬
рошими свойствами, б) выращивать тонкие слои, в) медленно
охлаждать слой от температуры выращивания.
Фиг. 9.1. Температурная зависимость линейных коэффициентов термиче¬
ского расширения (а) для Ge [696], Si [696], GaAs [388, 143], GaP [143],
ZnSe [1001, 1290].
9.1.3. Эффекты перекрестного легирования
Аппаратура и условия выращивания должны быть тщатель¬
но выбраны, чтобы свести к минимуму эффекты перекрестной
диффузии элементов гетеропереходов и легирующих примесей,
а также автолегирование выращенного слоя и, возможно, под¬
ложки. Такие гетеропереходные пары, как GaAs—Ge, особенно
чувствительны к этому, поскольку Ge является легирующей при¬
месью в GaAs, a Ga и As — легирующие примеси для Ge. Со¬
гласно Виланду и Зайделю [1452], Ge — амфотерная легирую¬
щая примесь в GaAs; при этом ND>NA. Введение Ge в решетку
GaAs я-типа не меняет тип проводимости, но сильно умень¬
шает подвижность носителей. В германии As диффундирует
быстрее, чем Ga, так что можно себе представить, что процесс
закончится образованием одного или двух гомопереходов в гер¬
мании. Редикер и др. [1122] обнаружили появление Ge в GaAs,
-Z
О 200 400 600 800 1000 1200
Температура., К
9*
260
ГЛАВА 9
a Ga и As в Ge во вплавных гетеропереходах Ge—GaAs. В не¬
которых условиях выращивания мы наблюдали слои п-типа,
легированные As в области Ge р-типа, примыкающей к границе
раздела с GaAs. Это имело место в переходах, полученных вы¬
ращиванием Ge на GaAs с использованием GeH4 при темпера¬
турах выше 600 °С или выращиванием GaAs на Ge методом
газотранспортной реакции с использованием НС1 при темпера¬
турах выше 500 °С. Согласно анализу этих слоев, концентрация
As составляет приблизительно 1019 см-3 [764], что согласуется с
данными Шульце [1235] для GaAs, выращенного на Ge с по¬
мощью метода йодного транспорта.
Поскольку диффузия представляет собой быстро возрастаю¬
щую функцию температуры выращивания, то упомянутые эф¬
фекты можно свести к минимуму, используя низкие температуры
выращивания и такие условия, которые не вызывают травления
подложки. Имеется, однако, предел, связанный с тем, что при
слишком низкой поверхностной подвижности осаждающихся
атомов в процессе роста не получаются хорошие монокристаллы,
а также обусловленный стабильностью и скоростью образования
окисла на поверхности.
9.1.4. Приготовление подложки
Приготовление подложки имеет большое значение для пра¬
вильного эпитаксиального выращивания и для получения высо¬
кокачественного перехода. Эта процедура особенно важна при
получении гетеропереходов, поскольку граница раздела между
подложкой и наращиваемым слоем совпадает с электрическим
переходом. Для уменьшения эффектов перекрестного легирова¬
ния изготовление перехода производится при возможно более
низкой температуре, совместимой с хорошей морфологией на¬
ращиваемого слоя. Желательно проводить травление подложки
прямо в системе для очистки непосредственно перед выращива¬
нием, однако это часто бывает трудно осуществить, в особенно¬
сти в системах с очень низкой температурой выращивания.
На фиг. 9.2 приведен пример чувствительности электриче¬
ских характеристик гетеропереходов к подготовке поверхности.
В этой работе Райбен и др. [1138] обнаружили, что в случае
переходов Ge—GaAs, изготовленных при 400 °С методом эпи¬
таксиального осаждения Ge с помощью йодной системы, скалы¬
вание подложки внутри системы давало переходы значительно
лучшего качества, чем химическое травление или травление йод¬
ными парами. Подложки из GaAs при химической обработке
травились в смеси Н20 : Н202 : H2S04 (в отношении 1:1:10)
непосредственно перед загрузкой в аппаратуру для выращива¬
ния. Райсман и Pop [1128] предложили улучшенный метод поли¬
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
261
рующего травления Ge и GaAs с применением NaOCl. С по¬
мощью этого метода, а также усовершенствований, внесенных
и процесс йодного транспорта, Беркенблит и др. [138] получили
юркально гладкие слои Ge.
Типичная процедура, используемая в нашей лаборатории для
приготовления германиевых подложек — затравок для после¬
дующего наращивания слоя GaAs или ZnSe, — заключается в
следующем: подложки из Ge разрезаются и шлифуются механи¬
чески для получения поверхности с размерами шероховатостей
Фиг. 9.2. Вольтамперные характеристики переходов п — р Ge—GaAs, полу¬
ченных методом эпитаксиального выращивания из газовой фазы на под¬
ложках из GaAs.
/ — сколотых в процессе выращивания; 2—сколотых в воздухе; 3 —химически травлен¬
ных.
а—область малых напряжений; б — область больших напряжений.
1 мкм, затем они монтируются на кварцевых дисках и поли¬
руются до получения зеркальной гладкости без царапин на вра¬
щающемся диске, покрытом пеллоновой тканью с применением
раствора NaOCl и шампуня Брека (50 мл'NaOCl, 100 мл НгО
п 5 мл шампуня). Шампунь служит для увеличения срока служ¬
бы ткани и дает поверхности без царапин. Затем образцы моют¬
ся в кипящем трихлорэтилене, ацетоне и метаноле и в заключе¬
ние травятся в модифицированном супероксоле (1HF:1H202:
: 4Н20): (2OH2SO4) в быстро вращающемся стакане для удале¬
ния слоя в несколько микрон с поверхности Ge. Это последнее
травление удаляет тонкий приповерхностный разрушенный слой
ценой небольшого закругления на краях.
При изготовлении гетеропереходных транзисторов слои GaAs
пли ZnSe наращиваются на подложки, имеющие тонкий диффу¬
зионный /?-слой, образующий базу. Приготовление затравок из
Ge включает тогда дополнительную стадию для получения на
поверхности подложки n-типа тонкого p-слоя, служащего
262
ГЛАВА 9
базовой областью транзистора. В результате диффузии должен
получиться p-слой толщиной 1—2 мкм с высокой поверхност¬
ной концентрацией порядка 1018—1019 см-3 без какого-либо су¬
щественного ухудшения качества поверхности Ge. Этим усло¬
виям удовлетворяет следующий процесс, разработанный в нашей
лаборатории Ядусом [628].
Подложка из Ge приготовляется описанным выше методом
и помещается на кварцевую платформу, так что поверхность,
со стороны которой должна происходить диффузия, обращена
кверху. Затравка окружается «ящиком», боковыми стенками ко¬
торого служат бруски Ge толщиной немного больше толщины
затравки, а в качестве «крышки» используются пластинки Ge.
Монокристалл р-Ge, образующий «ящик», однородно легирован
Ga с концентрацией, вдвое превышающей ту, которую требуется
получить на поверхности затравки. Затем вся конструкция, со¬
стоящая из кварцевой платформы, затравки и легирующего
ящика, помещается в чистую кварцевую трубу. Эта труба при
помощи соединения достаточно большого сечения связана с
вакуумной системой. После достижения в системе вакуума
4 -10-8 мм рт. ст. образцы нагреваются печью, находящейся во¬
круг трубы. Откачка производится непрерывно, пока платформа,
затравка и «ящик» нагреваются до температуры диффузии и
выдерживаются при этой температуре в течение времени диф¬
фузии. После каждого процесса диффузии обедненный галлием
материал стравливают с поверхности германиевого «ящика»,
чтобы подготовить последний для использования в качестве
источника при дальнейших операциях. С помощью этой техники
в результате диффузии при температуре 850 °С можно получить
легированные галлием слои толщиной 1—2 мкм с поверхностной
концентрацией от 2-1017 до 2-1019 см-3 без заметной деградации
поверхности подложки.
Подложки из GaAs удовлетворительно полируются механи¬
ческим путем с точностью до 0,05 мкм, затем нагреваются в
смеси 2H20:lNaOCl в течение часа при температуре от 60 до
70 °С. При последней операции удаляется слой материала тол¬
щиной примерно 12 мкм, что позволяет получить зеркально
гладкие поверхности. Подложки из ZnSe приготовляются путем
такой же механической полировки с последующим травлением
в течение 10—15 мин в быстро вращающемся стакане, содержа¬
щем раствор бромистого метанола. Количество материала, уда¬
ляемого при этом травлении, определяется концентрацией брома
и может меняться в широких пределах. При малой концентра¬
ции брома получающиеся поверхности выглядят зеркальными,
но при сильном увеличении на них можно обнаружить некото¬
рую дефектную структуру. Согласно данным йепа и Арчера
[1532], любая химическая обработка поверхности ZnSe оставляет
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
263
ил поверхности остаточную пленку. Если окончательная обра-
ihiik.i производится в бромистом метаноле, то толщина этой
пленки составляет примерно 135 А, тогда как окончательное
фаплспис в НС1 оставляет пленку толщиной 343 А. Указанные
ап юры сообщают, что толщину этой остаточной пленки можно
имегио уменьшить травлением поверхности в течение 30 с в
смеси К2СГ2О7 + H2SO4 при 80°С с последующей промывкой в
и чепие 5 мин в теплом KCN и промывкой в течение 5 мин в го¬
рячей деионизованной воде. Такая обработка дает пленку тол¬
щиной примерно 14 А (по сравнению с толщиной пленки 9 А на
поверхности, сколотой в воздухе и измеряемой в атмосфере N2).
1.5. Конструкция системы для выращивания
Столь же важным, как приготовление подложки, является
конструирование системы для выращивания и отсутствие в ней
источников загрязнения. Большинство использованных устано¬
вок предназначалось для выращивания либо из газовой фазы
с использованием галогена в качестве носителя, либо из раство¬
ров в металлах. В системах с галогенным транспортом для
устранения источников загрязнения, обусловленных реакцией
с галогеном, все части системы, находящиеся в контакте с ним,
должны быть изготовлены из пирекса, кварца и инертных мате¬
риалов, таких, как тефлон. Нержавеющая сталь не должна со¬
прикасаться с галогеном.
Соединения в системе должны быть выполнены по возмож¬
ности путем сварки стекла; в других случаях следует пользо¬
ваться тефлоновыми уплотнениями. Ни в одном из соединений
нельзя применять такие герметизирующие элементы, как ва¬
куумная замазка и т. д., поскольку эти материалы легко под¬
вергаются сильному воздействию атмосферы галогена и водоро¬
да. Однако уплотнения из тефлона и материала Kel-F прони¬
цаемы для Не до такой степени, что при измерении гелиевым
течсискатедем через них обнаруживается сильная утечка. Имею¬
щиеся данные о свойствах тефлона указывают, что скорость
проникновения через него каждой из компонент воздуха та¬
кая же, как для Не. Поэтому рекомендуется снабдить все наи¬
более важные соединения полиэтиленовыми манжетами с про¬
током сухого N2, чтобы исключить попадание в систему кисло¬
рода. Компоненты системы должны быть расположены таким
образом, чтобы ее можно было периодически проверять с по¬
мощью портативного гелиевого течеискателя. Применение
описанных выше приемов позволяет избежать появления на по¬
верхности эпитаксиальных слоев многочисленных маленьких
бугорков. Электрические характеристики получаемых затем
гетеропереходов оказываются более воспроизводимыми
264
ГЛАВА 9
Бугорки могут быть также связаны с кристаллитами, отде¬
ляющимися от стенок трубы, в которой производится выращи¬
вание, и падающими на затравку, если она расположена
горизонтально. Обычно желательно помещать затравку либо
вертикально, либо в зажиме в горизонтальном положении, так
чтобы рост происходил на нижней поверхности.
9.2. Системы для выращивания с использованием
диспропорционирования иодида
Некоторые из самых ранних работ по выращиванию Ge из
газовой фазы методом йодного транспорта были выполнены
Маринасом [866, 867] как в открытых, так и в закрытых систе¬
мах. В обоих случаях для переноса Ge используется обратимая
реакция диспропорционирования
2GeI2 Ge + Gel4. (9.1)
При фиксированном количестве иода равновесие смещается
вправо при уменьшении температуры.
В закрытой системе германий переносится от источника, на¬
ходящегося при высокой температуре, в область с меньшей
температурой благодаря тому, что продукты реакции, возникаю¬
щие в одной температурной области, могут перемещаться в дру¬
гую область циклическим образом. Трубка загружается затрав¬
кой и источником Ge, а также иодом в количестве, определяемом
требуемым давлением паров. Затем она откачивается, запаи¬
вается и помещается в печь, как показано на фиг. 9.3.
Вначале температурный профиль устанавливается таким об¬
разом, что при 500—550°С происходит травление материала
источника и затравки, a Ge удаляется и осаждается в зоне сбро¬
са, находящейся при температуре около 300 °С. Через 1—2 ч
температурный профиль изменяется, так что температура в об¬
ласти затравки быстро падает до 300—400°С. Затем в течение
4—30 ч происходит осаждение на подложку при температуре
300—400 °С. Скорость переноса, определяемая скоростью цирку¬
ляции и давлением иода, зависит от температуры источника и
затравки. При температурах германиевой затравки и источника
соответственно 400 и 550 °С скорость роста меняется от 5—
10 мкм в день при концентрации 12 0,03 мг-см_3 до 200 мкм в
день при 4,5 мг-см~3.
В работе Маринаса показано, что в такой системе легко мо¬
гут переноситься донорные примеси (Р, Sb, As) и акцепторные
примеси (В, Ga). Индий переносится не очень хорошо, а А1
прекращает процесс роста. Преимущество закрытой системы
заключается в том, что чистота осаждаемого слоя не очень силь¬
но зависит от чистоты иода. Основной недостаток системы та¬
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
265
кого типа был выявлен в работе Касано и Иида [677], посвящен¬
ной получению гетеропереходов GaAs—Ge и InAs—GaAs. Они
обнаружили между подложкой и выращенным слоем промежу¬
точный слой толщиной 10—20 мкм. Их результаты указывают
па то, что этот слой связан с веществами, которые вначале
испаряются с подложки, а затем осаждаются на начальных
стадиях роста в закрытой системе. Аридзуми и Нисинага [88],
основываясь на термодинамических соображениях, пришли к за¬
ключению, что при получении переходов GaAs—Ge в закрытой
системе в выращиваемый слой будет входить значительное ко¬
личество As.
Пары
GeI2GeI^
Источник Ge \
(легированный). \ Затравка Ge сброса
Запаянная кварцевая
труба диаметром 22мм
Труба печи
Фиг. 9.3. Закрытая система для осаждения германия [866].
Маринас [867], проводивший исследования закрытых систем,
применил также открытую систему с йодным транспортом Ge
для выращивания резких гетеропереходов Ge—GaAs. На фиг. 9.4
показана подобная система, использованная Райбеном и др.
[1138], и соответствующий температурный профиль. В такой
системе при 400 °С были выращены резкие переходы Ge—GaAs
и Ge—Si; затем были исследованы их электрические характе¬
ристики. Чтобы вырастить Ge и Si при столь низкой темпера¬
туре, кремний был сколот непосредственно в аппаратуре для
выращивания во время стационарного осаждения Ge. Устрой¬
ство для скалывания показано на фиг. 9.5. Образцы, изготов¬
ленные в виде буквы L, подобные тем, которыми пользовались
Робели и Аллен [446], скалывались в установке для выращива¬
ния в зоне затравки, как это показано на фиг. 9.4. Такая тех¬
ника позволила Райбену получить при 400 °С поверхность крем¬
ния, свободную от окисла.
Пленки Ge, выращенные в этой системе, обладали проводи¬
мостью «-типа с концентрацией носителей больше 1016 см-3. При
Фиг. 9.4. Аппаратура, используемая для получения германия из газовой
фазы с помощью реакции диспропорционирования дииодида германия,
в—печь, приспособление для скалывании, подача газа; б — температурный профиль
в печи в процессе выращивания.
Фиг. 9.5. Детали приспособления для получения сколотых поверхностей
в процессе выращивания (выполнено целиком из кварца).
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
267
помощи печи с несколькими зонами Райбен и др. [1137] смогли
уменьшить эту величину до 1015 см-3. На основании своих дан¬
ных они пришли к заключению, что источником примесей слу¬
жил иод и что энергетический уровень, обнаруживаемый в об¬
ласти «-типа на 0,2 эВ ниже зоны проводимости, связан скорее
всего с кислородом. Как было упомянуто ранее в разд. 9.1, слои
Ge, выращенные на Si при 400 °С, растрескивались при охлажде¬
нии до комнатной температуры за счет различия в коэффициен¬
тах термического расширения этих двух веществ.
Подача
водорода и
гелия
I фг
Труба для выращивания
Съемная
внутренняя
труба
германии
Платиновый катализатор
'я^'Под и стеклянные шарики
Тефлоновая
муфта
Выхлоп
и откачка
Фиг. 9.6. Схема системы
для выращивания германия с применением GeG-
Г —тефлоновые вентили.
В серии работ Аридзуми с сотр. [85—87] содержится более
подробное исследование параметров процесса роста с привле¬
чением термодинамических соображений. Их система отлича¬
лась от изображенной на фиг. 9.4 тем, что между зонами 12 и
источника Ge была введена дополнительная зона с легирующей
примесью. Упомянутые авторы нашли, что при получении силь¬
но легированных слоев «--и р-типа можно успешно использовать
Sb и В13 соответственно.
Недавно Райсман с сотр. [1125—1128], а также Беркенблит
и др. [138] исследовали кинетику системы, в которой использо¬
вался Gel2. В результате их работы были получены специально
не легированные зеркально гладкие слои Ge на GaAs с кон¬
центрацией носителей примерно 1014 см-3. В их системе 12
268
ГЛАВА 9
превращался в HI перед входом в трубу для выращивания; кро¬
ме того, использовались большие скорости потока и большие
концентрации HI. На фиг. 9.6 показана схема подобной системы,
применяемой в нашей лаборатории. Смесь Н2 и Не проходит че¬
рез йодную колонку (65—75 °С), а затем через колонку с плати¬
новым катализатором (350—450°С), где она превращается в HI.
В области дроссельного германиевого источника (600°С) HI
превращается в Gel2, который движется к более холодной обла¬
сти затравки (350 °С), где происходит осаждение Ge. Добавляя
AsH3 или В13, можно получить легированные эпитаксиальные
слои Ge соответственно «- и р-типа. Выращенные в результате
такого процесса слои р-типа на плоскости (110) GaAs не имели
промежуточного слоя «-типа и были вполне гладкими.
Цайденбергс и Андерсон [1548] использовали для выращива¬
ния «-Si на GaP реакцию диспропорционирования, включающую
Те. Осаждение происходило в закрытой системе при температу¬
ре затравки из GaP 850 °С. От источника к зоне затравки крем¬
ний переносился в виде SiTe2. Вследствие большого различия
в величине коэффициентов термического расширения этих двух
материалов GaP часто растрескивался при охлаждении до ком¬
натной температуры. Слои Si обладали проводимостью «-типа
и были сильно легированными, поскольку Те является донорной
примесью в кремнии.
9.3. Транспортные системы с использованием HCI
В литературе описано несколько типов газотранспортных си¬
стем на основе НС1, применявшихся для выращивания эпитакси¬
альных слоев. Их можно объединить в три группы: 1) системы
типа «сандвича»; 2) системы, использующие непосредственно
НС1, в которых источник и подложка разделены значительным
расстоянием; 3) системы, в которых НС1 получается из хлорида,
например AsCl3, GeCU и т. д.
В системе типа «сандвича», впервые описанной Николем [993]
и Робинсоном [1163], в качестве носителя используются пары
воды. Такой же метод был применен Ядусом и др. [631], а также
Ховелом и Милнсом [596] для выращивания GaAs и ZnSe с ис¬
пользованием НС1 в качестве носителя. Преимущество системы
«сандвич» заключается в том, что эффективность переноса вы¬
сока и выращивание можно производить при относительно низ¬
ких температурах. На фиг. 9.7 показана схема такой системы
для выращивания GaAs на Ge. Подложка и источник удалены
друг от друга на расстояние примерно 250 мкм, устанавливае¬
мое с помощью кварцевых разделителей. Температура источ¬
ника поддерживается более высокой, чем у подложки (типичные
температуры 720 и 600 °С соответственно) путем фокусировки
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
269
света от «световой пушки» на оба блока кремния, покрытых
SiC>2. Хлор, образующийся при диссоциации НС1, действует в
качестве носителя. Согласно Фергюссону и Габору [395], эпитак¬
сиальное выращивание соответствует следующим реакциям:
GaCl +С12 ч=* GaCIa, (9.2)
2GaCl -f j As4 2GaAs + Cl2. (9.3)
Для выращивания слоев хорошего качества использовались
НС1 высокой чистоты, Н2, прошедший палладиевую очистку,
высококачественный кварц без течей и тефлон.
■Т.:
Вакуумметр Qy
„ Световая пушка"
Гермопарный
датчик
\ Блоки кремния)
Раздели-s покрытые
„п„. i Clpe
тель
g
„Световая пушка" Расходомер
Тефлоновое уплотняющее
Y Уплотняющий кольцо
зажим
Холодная
ловушка
38 V
Барботер
Барботер
нго
Выхлоп
Фиг. 9.7. Схема системы эпитаксиального выращивания методом «санд¬
вича» [764].
Морфология выращенного на Ge слоя GaAs в сильной сте¬
пени зависит от условий выращивания. В условиях быстрого
роста (температура источника 650°С, подложки 550°С, концен¬
трация НС1 0,7%) GaAs обладает развитой поверхностью и до¬
вольно высоким удельным сопротивлением. Высокое сопротив¬
ление обусловлено очень низкой подвижностью и плохой кри¬
сталлической структурой. В других условиях (температура
источника 720 °С, подложки 600 °С и концентрация НС1 0,1%)
поверхность GaAs оказывается очень гладкой, а удельное со¬
противление — гораздо меньшим. Однако эти условия приводят
к очень сильному автолегированию GaAs вблизи границы раз¬
дела с Ge и к высокой концентрации As (больше 5• 1019 см-3)
в Ge вблизи границы раздела. В условиях быстрого роста кон¬
центрация As меньше 7-1018 см-3. Согласно нашим измерениям,
270
ГЛАВА 0
легирование германиевой подложки мышьяком вызвано как
диффузией мышьяка из слоя GaAs, так и введением его из га¬
зовой фазы на начальных стадиях роста. Введение из газовой
фазы происходит активнее при ориентациях подложки, отличных
от плоскости (111), и при высоких концентрациях НС1.
Считается, что малые скорости роста в начале процесса вы¬
ращивания также приводят к высокой концентрации мышьяка.
Показано, что диффузия As из слоя GaAs является менее суще¬
ственным фактором, чем введение из газовой фазы.
Фиг. 9.8. Поверхности GaAs, выращенного эпитаксиальным методом на под¬
ложке из Ge при 650 °С.
а—подложка с плоскостью (111); Ъ — плоскость подложки отклонена на несколько гра¬
дусов от (111) в сторону (100); с—плоскость подложки наклонена на угол 8° от пло¬
скости (111) в сторону плоскости (100). Одно большое деление (например, 20—30) равно
200 мкм-
Качество выращенного слоя довольно сильно зависит от
ориентации подложки. На фиг. 9.8 для сравнения показаны по¬
верхности GaAs, выращенного при 650 °С на германиевых под¬
ложках, ориентированных в плоскости (111) или вблизи нее.
Слои, выращенные на плоскости (111) при всех температу¬
рах подложки, обладают матовой поверхностью, а подвижности
носителей в этих слоях обычно малы. Слои, выращенные на
подложках с ориентацией (100) при 600—650 °С, обладают хо¬
рошей структурой, а при выращивании на подложке с ориента¬
цией (311) при 600 °С они оказываются зеркально гладкими.
При выращивании на подложках с ориентацией, на 8° отличаю¬
щейся от плоскости (111), получается матовая поверхность
вплоть до температуры 500 °С, а при 550 °С на очень гладком
фоне пленки наблюдаются пирамидальные дефекты. Согласно
измерениям эффекта Холла на толстых слоях GaAs, полученных
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
271
на подложках (111) —8°, подвижность носителей превышает
3500 см2-В-1-с-1, а концентрация носителей, связанная, по-види¬
мому, с остаточным Ge, меняется от 1 -1016 до 5-1016 см-3.
Показанная на фиг. 9.9 система «сандвич» для ZnSe подоб¬
на системе для GaAs, за исключением используемых реакций и
условий выращивания и добавления зоны Zn. В этой системе
температуры источника и затравки равны соответственно 620—
760 и 500—660 °С, а концентрация НС1 составляет около 0,01%.
Вакуумные
вентили
-®—I Р I—&
а
Л77К
Давление
Источник Инфракрасное
Печь \ ^Учение ^
Л190К- H2S04 - Н20 -
Термопары
-ц—О—и и и
Подложка
Инфракрасное
излучение
Фиг. 9.9. Схема системы выращивания ZnSe эпитаксиальным методом [596].
Р —расходомер; Л 77 К—холодная лоэушка 77 К; Л 19Э К—холодная лозушка, 190 К.
Монокристаллические слои ZnSe были выращены на под¬
ложках ZnSe, GaAs (сторона As), ориентированных в плоскости
(111), с применением как чистого Н2, так и смеси Н2—НС1.
Наблюдалась сильная зависимость скорости роста от материала
подложки; скорости роста на Ge обычно в 10—40 раз превы¬
шали скорости роста для любого из двух других материалов.
Это связано, вероятно, с химической реакцией, происходящей
между Ge и продуктами реакции, образующимися при травле¬
нии ZnSe.
На фиг. 9.10а показана поверхность слоя ZnSe толщиной
15 мкм, выращенного в «быстрых» условиях, т. е. при высоких
скоростях роста и высокой концентрации НС1. Видно, что имеет¬
ся большая плотность нерегулярных дефектов упаковки, связан¬
ная с сильным травлением подложки Ge при одновременном
Фиг. 9.10а. Поверхность ZnSe, полученного при выращивании «быстрым»
способом.
Температура источника 640 °С; температура подложки 570 °С, 15 мкм ч-1; 0,2% НС1.
Фиг. 9.106. Поверхность ZnSe, полученного при выращивании «медленным»
способом.
Температура источника 700 °С; температура подложки 580 °С, 2 мкм-ы—0,02% НС1.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
273
воздействии НС1 и H2Se (один из продуктов реакции ZnSe—
НС1) на начальных стадиях роста ZnSe. Ситуация резко улуч¬
шается при уменьшении на порядок концентрации НС1 и ско¬
рости роста (фиг. 9.106). При таких «медленных» условиях ро¬
ста концентрация травящих газов сильно уменьшена и поверх¬
ность германиевой подложки остается нетронутой.
Слои ZnSe, выращенные на GaAs, имеют бугристую
поверхность, тогда как слои ZnSe на ZnSe получаются зеркаль¬
но гладкими. В табл. 9.1 приведены данные, относящиеся к ус¬
ловиям выращивания для различных параметров систем. При
ТАБЛИЦА 9.1
Выращивание ZnSe на ZnSe, Ge и GaAs !)
Условия выращивания
Т емпература
источника,
°С
Т емпература
подложки.
°С
Скорость
выращивания,
мкм-ч-1
ZnSe на ZnSe
760
660
8
(0,2% НС1)
620
580
0
ZnSe на Ge
760
620
160
(0,2% HCI)
620
570
8
ZnSe на ZnSe
760
660
0,05
(чистый H2)
ZnSe на Ge
760
660
0,3
(чистый Н2)
ZnSe на Ge
680
570
1
(0,02% НС!)
ZnSe на GaAs(В)
750
640
0,5
(0,02% НС!)
700
590
0
ZnSe на GaAs(В)
700
580
1,0
(0,02% НС1; имелась также затравка
3,0
из Ge)
*) Все подложки имели ориентацию (III). Полная скорость потока составляла
200 см3 мин-1 (диаметр трубы реактора 43 мм). Расстояние от источника до подложки
равнялось 0.3 мм.
охлаждении выращенных слоев ZnSe—Ge и ZnSe—GaAs могут
возникнуть трещины за счет различия между коэффициентами
термического расширения двух материалов. Этого можно избе¬
жать, выращивая тонкие слои (<4 мкм) и проводя медленное
(~1 град-мин-1) охлаждение переходов.
При легировании соединений АцВуг, например ZnSe, возни¬
кают трудности, связанные с самокомпенсацией. При введении
274
ГЛАВА 9
в процессе легирования атомов любой донорной примеси могут
образоваться вакансии цинка, которые, будучи акцепторами,
нейтрализуют действие доноров. Поэтому необходимо, чтобы
в окружающей кристалл среде содержались атомы Zn, что по¬
зволит контролировать концентрацию вакансий цинка и сделает
доноры электрически активными. В данной системе это дости¬
гается при помощи заполненной цинком кварцевой лодочки
вблизи входного конца трубы (фиг. 9.9). В процессе выращива¬
ния слоя цинк находится при комнатной температуре и поэтому
неактивен, а по окончании процесса его температуру увеличи¬
вают до 700—800 °С, создавая вблизи выращенного слоя пар¬
циальное давление Zn 10—150 мм рт. ст. Затем цинк может
диффундировать внутрь слоя из паровой фазы, тогда как под¬
ложка из Ge или GaAs частично экранирована благодаря ее
контакту с кремниевым блоком, покрытым Si02. Легирование
слоя ZnSe осуществляется путем использования в качестве
источника примеси сильно легированного кристалла ZnSe. Ока¬
залось, что в качестве легирующей примеси предпочтительнее
использовать Ga, чем In или А1; однако удельное сопротивление
лучших из выращенных до сих пор слоев было порядка 103 Ом - см
после обработки в парах Zn.
Предполагается, что при выращивании в слои вводятся ато¬
мы Ge. Измеренная в слоях подвижность носителей составляла
50—100 см2-В-1-с-1 по сравнению с величиной 300—
400 см2-В-1-с-1 для массивных образцов ZnSe. Когда д-ZnSe
выращивается на подложках из д-Ge, обработка в парах Zn
приводит, по-видимому, к очень незначительному проникнове¬
нию Zn в Ge вблизи границы раздела.
Однако обычно слои д-ZnSe выращивают на подложках из
р-Ge или на коллекторных подложках из д-Ge, на которых уже
имеется полученный диффузией сильно легированный базовый
слой p-типа. При выращивании на подложках из д-GaAs обра¬
ботка в парах Zn приводит к образованию в GaAs тонкого
диффузионного p-слоя у границы раздела с ZnSe. Полученный
таким образом p-слой был использован в качестве базы в тран¬
зисторе на основе ZnSe—GaAs, поскольку толщина и уровень
легирования слоя оказались подходящими для этой цели. Этот
вопрос рассмотрен в работах [1292, 1293].
Бачевски [115] применил НС1 для переноса ZnSe на GaAs
в открытой системе, где источник ZnSe был отделен от затравки.
В этом случае в систему вводился также МН41, чтобы устранить
свободный С1 и предотвратить травление подложки из GaAs
даже при высоких концентрациях НС1.
Некоторые авторы использовали НС1 для выращивания эпи¬
таксиальных слоев в системах, где источник (или источники) и
затравка находились на большом расстоянии друг от друга.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
275
В разных работах используются различные реакции НС1 с
источником материала и различные источники НС1. Система,
изображенная на фиг. 9.11, была применена Амиком [58] для
выращивания GaAs на германиевых и металлических подлож¬
ках. В этой системе As испаряется (400—450°С) и переносится
в зону реакции при помощи Н2. НС1 реагирует с Ga при 700—
800 °С с образованием газообразных GaCl3 и GaCl, которые так¬
же переносятся в зону реакции. В зоне реакции при 600—700°С
7
Фиг. 9.11. Эскиз аппаратуры для осаждения GaAs; печь открыта [58].
/— термопара, связанная с блоком контроля температуры; 2 — расходомер; 3'— выхлоп
в тягу; 4 — зона травления; 5—зона роста; 6 — водород, прошедший палладиевую очистку;
7 —лодочка с As; 3 — лодочка с Ga: 9—кристалл на стержне в зоне выращивания;
10— соединение; 11 — стержень; 12 — кран с большим проходным отверстием; 13—соеди¬
нен не.
на поверхности подложки образуется GaAs из GaCl и As4. В си¬
стеме такого типа можно независимо менять парциальные дав¬
ления GaCl и As4.
Амик пришел к заключению, что одним из наиболее критиче¬
ских этапов при выращивании GaAs на чужеродных подложках
является подготовка поверхности подложки. Для получения
зеркально гладкой поверхности применяется травление затравки
в парах НС1 при 800 °С. Характер поверхности осажденного слоя
GaAs зависит от температуры выращивания. При температурах
ниже 700°С поверхность получается неровной, тогда как при
температурах вблизи 750°С она оказывается гладкой.
Исследования слоев, выращенных Амиком, показали, что
энергия напряжений, связанная с различием в величинах по¬
стоянной решетки и коэффициентов термического расширения,
сосредоточена в сильно локализованной области вблизи границы
276
ГЛАВА 9
раздела Ge—GaAs. В выращенных слоях были обнаружены Ge
и Si в концентрациях соответственно 10-2 и 5-10~3 ат.%, а также
несколько других примесей с концентрациями порядка
3-10-4 ат.°/о- Присутствие Ge связано с автолегированием из
подложки, тогда как Si появляется, вероятно, в результате реак¬
ции между жидким Ga и кварцевой лодочкой.
Инг и Минден [611], а также Вайнштейн и др. [1479] исполь¬
зовали подобные открытые системы, но с последовательным рас¬
положением источников Ga и As или Р для выращивания GaAs
и GaP. Согласно данным Вайнштейна, температура выращива¬
ния является гораздо более критическим фактором при выра-
Фиг. 9.12. Схема системы для выращивания GaAs из газовой фазы.
Показаны положение затравки и температурный профиль.
щивании эпитаксиальных слоев GaP хорошего качества, чем
при выращивании GaAs. Конрад и др. [252] воспользовались
системой, подобной описанной Амиком, для выращивания
GaxIni_xAs на полуизолирующем GaAs [плоскость П00)]. Отно¬
шение концентраций Ga и In контролировалось путем незави¬
симой регулировки величины потока НС1 через оба источника.
Указанные авторы нашли, что при осаждении этих слоев на
очень тонкие (толщиной менее 250 мкм) подложки GaAs образ¬
цы оказываются пластически деформированными. Этот эффект
усиливался при увеличении содержания In в сплаве и был
объяснен различием между постоянными решетки.
GaAs или GaP можно выращивать также с применением
арсина или фосфина в комбинации с НС1 и Ga. Схема системы
для такого процесса показана на фиг. 9.12. Тьетжен и Амик
[1394] приводят данные о выращивании GaAsi_xPx на подлож¬
ках из Ge или GaAs при температурах затравки 725—750 °С.
Типичные скорости потока в их системе составляли 15 см3-мин-1
(для арсина и фосфина вместе), 5 см3-мин-1 для НС1 и
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
277
2,5 л-мин-1 для водорода. Легирование производилось путем вве¬
дения НгБе (для получения материала «-типа) и Zn (для
p-типа). Были выращены слои с концентрацией доноров от
5• 1016 до 2-1019 см-3 или акцепторов от 1018 до 1019 см-3. В по¬
добных же условиях мы получили в нашей лаборатории при
температурах от 620 до 660 °С эпитаксиально выращенные слои
GaAs на подложках из Ge и GaAs. Специально не легированные
Фиг. 9.13. Типичная система для выращивания GaAs с применением AsCl3
и галлия [1494].
слои обладали проводимостью «-типа с концентрацией носите¬
лей примерно 5-1016 см-3 и подвижностью при комнатной темпе¬
ратуре 5200 см2-В-1-с-1. Источником примесей в выращенном
слое является скорее всего НС1 или арсин. Недавно Бурмайстер
и Регер [192] воспользовались подобной системой для выращи¬
вания GaAsi-xP* на Ge при 0,3 < х < 0,4. Они обнаружили, что
рост происходит лучше всего на германиевых подложках с
ориентацией (311) и что имеет место заметное проникновение
Ge в слой GaAsi-xPx.
Другой вариант применения НС1 для выращивания эпита¬
ксиальных слоев GaAs или GaP заключается в использовании
реакции трихлорида мышьяка или фосфора с Ga. Типичная
схема выращивания таким методом, предложенная Вильямсом
и Блэкнеллом [1494], показана на фиг. 9.13. В высокотемпера¬
278
ГЛАВА 9
турной зоне трихлорид реагирует с Ga, образуя GaCl и свобод¬
ные As или Р. В более холодной зоне они соединяются, образуя
GaAs и GaCl3. Качество выращенного слоя изучалось в серии
работ Бобба и др. [156—158], Холлоуэя и др. [582, 583], а также
Холлоуэя и Бобба [579]. Они нашли, что при определенных усло¬
виях можно вырастить эпитаксиальные слои, у которых рентге¬
новские кривые качания близки к кривым для объемного мате¬
риала. Эти авторы отмечают, что для улучшения качества полу¬
ченных слоев существенно насыщать Ga мышьяком до начала
выращивания. Эффер [367] также обнаружил, что выращивание
при избытке мышьяка дает GaAs лучшего качества. Качество
выращенного слоя находится в прямой зависимости от чистоты
AsCl3. Согласно данным Эффера [367] и Конрада и др. [253], при
использовании AsCl3, прошедшего дальнейшую очистку методом
зонной плавки или дистилляцией, получается материал высокого
качества. Маруяма [873] вырастил п-GaAs высокой чистоты, вос¬
пользовавшись очень чистыми исходными материалами, имею¬
щимися в продаже. Были получены подвижности электронов
9180 см2* В-1-с-1 при комнатной температуреи 164 ООО см2-В-1 • с-1
при 77 К.
Олдхем [1015], а также Камат и Бауман [664] использовали
РС13 и Ga в качестве исходных материалов при выращивании
GaP. Они взяли GaAs в качестве материала затравки и вели
процесс при температурах затравки и источника соответственно
800—840 и 950—1000 °С. Олдхем сообщает, что по всей толщине
слоев GaP имеются значительные напряжения и что они содер¬
жат 1—5% As при выращивании на подложке из GaAs. Камат
и Бауман обнаружили, что их специально не легированные слои
обладают проводимостью p-типа с концентрацией носителей по¬
рядка 1014 см-3 и с содержанием лишь нескольких сотых атом¬
ного процента As. Путем добавки небольших количеств водя¬
ного пара им удалось варьировать удельное сопротивление
p-слоя от 102 до 1010 Ом-см. Тейлор и др. [1377] вырастили GaP
на плоскостях (111)А и (11 l)fi GaP и GaAs с использованием
РС13. Они нашли, что в GaP, выращенном на GaP, подвижность
носителей при комнатной температуре — 187 см2-В-1 • с-1, а каче¬
ство материала лучше, чем при выращивании на подложках из
GaAs. В материале, выращенном на подложках из GaAs, имеет¬
ся, по-видимому, градиент концентрации примеси As, введенной
в процессе выращивания. Кесперис и др. [686] использовали Ga
и РС13 для выращивания GaP на Si. Присутствие БЮг на по¬
верхности подложки препятствовало образованию однородного
слоя, а различие между коэффициентами термического расши¬
рения GaP и Si приводило к растрескиванию некоторых слоев.
Тойререр [1384], а также Кейв и Черный [209] применили
для эпитаксиального выращивания слоев Ge и Si термическое
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
279
разложение тетрахлорида германия или кремния. На фиг. 9.14
показана схема системы для эпитаксиального осаждения таким
способом. Реакция в газовой фазе, приводящая к выделению Si
или Ge, записывается в виде
ХС14 + 2Н2
4НС1 + X (тв),
(9.4)
где X обозначает Ge или Si. Термодинамика этой реакции была
изучена в серии работ Шафера [1215] и Шафера и др. [1217].
Запорные
вентили
Каналы Кварцевая
заполнения труба
Сферический /
ЦЛЛЦф \ ^ / ооп о <
Высокочастотный
. индуктор
Безводный НС1
-'Пластины
оооооооо
л_
Графит
Расходомеры
\
—J Выхлоп
Стандартный
шлиф
Газообразная примесь для получения
~~ многослойных структур
Испарители тетрахлоридов
германия и кремния
Игольчатые вентили
Очищенный водород
Фиг. 9.14. Типичная система эпитаксиального выращивания с применением
тетрахлорида германия или кремния [209].
Ода [1006], а также Миллер и Грико [924] воспользовались по¬
добной системой для выращивания на кремниевых подложках
сплавов Si—Ge вплоть до концентрации германия 30 ат. %. Ода
удалось получить кристаллы Si—Ge с проводимостью п- и
/?-типа, применив соответственно РС13 и ВВг3.
Вопросы теории, технологии и методов оценки качества
слоев Si, полученных эпитаксиальным выращиванием, рассмот¬
рены в книгах Бюргера и Донована, а также Кейна и Лэрэби
[669]. В недавнем обзоре Раньяна [1182], посвященном состоя¬
нию работ по эпитаксии Si, имеется много ссылок на работы,
в которых описаны системы для эпитаксиального выращивания
Si. Помимо этого, Холоньяк и др. [586] использовали либо гало¬
гены, либо галогениды для переноса соединений GaAs, GaSb
или InSb на различные подложки в закрытом процессе. В не¬
давней обзорной статье Тьетжен и др. [1396] описали примене¬
ние НС1 для выращивания из газовой фазы широкого спектра
полупроводниковых соединений АщВу. Иим и др. [1534]
280
ГЛАВА 9
использовали этот метод для получения соединений четырех
элементов (II, VI, III и V групп), а Дисмукес и др. [338] — для
получения полупроводниковых мононитридов.
9.4. Выращивание с помощью водородных соединений
и водяного пара
9.4.1. Выращивание методом пиролиза германа (GeH4)
и силана (SiH4)
Пиролиз GeH4 и SiH4 обладает по сравнению с другими до
сих пор рассмотренными методами тем преимуществом, что в
этом случае исключается травление растущего слоя, связанное
с присутствием галогенов или галогенидов. Реакция, которая
осуществляется при осаждении Ge или Si таким методом, за¬
писывается в виде
ХН4 (газ) X (тв) + 2Н2 (газ). (9.5)
Типичная система для пиролитического разложения GeH4 или
SiH4 показана на фиг. 9.15.
Рот и др. [1172] получили на германиевых подложках зер¬
кально гладкие слои при температурах в интервале 700—900°С
при помощи синтезированного ими гидрида германия. При тем¬
пературах ниже 700°С наблюдалось появление кристаллических
дефектов. Нелегированные слои обладали проводимостью
p-типа с удельным сопротивлением 1 Ом-см. Используя в каче¬
стве источников легирования арсин или диборан, можно было
легко получить слои с проводимостью п- или p-типа соответ¬
ственно.
Бхола и Мейер [147] описали получение кремния на кремние¬
вых подложках методом разложения силана. На затравках,
ориентированных в плоскости (111), они вырастили эпитаксиаль¬
ные слои Si с высокой степенью кристаллического совершенства
толщиной 5—30 мкм. Используя смесь водорода с силаном
(0,2 об.% Н2), они получили скорости выращивания 0,8 мкм-
•мин-1 при 1050 °С и 1,2 мкм-мин-1 при 1140 °С. При темпера¬
туре подложки ниже 1000 °С выращиваемый слой становился
поликристаллическим. Нелегированные слои обладали проводи¬
мостью «-типа и удельным сопротивлением 25—35 Ом-см. Ис¬
пользуя в качестве источников легирующих примесей фосфин и
диборан, можно было легко получить слои п- и p-типа с концен¬
трацией носителей от 5-1014 до 5-1019 см-3.
Для получения слоев высокого качества с малой концентра¬
цией носителей необходима тщательная подготовка поверхности
подложки.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
281
Недавно Рихман, Арлетт и др. [1143, 1444, 1146] осуществили
эпитаксиальное выращивание Si на Si при столь низких темпе¬
ратурах, как 800 °С, применив в качестве газа-носителя Не вме¬
сто Н2. Полученные ими слои были вполне гладкими, а скорость
роста достигала 0,5 мкм-мин-1. Эти авторы пришли к заключе¬
нию, что присутствие Н2 препятствует выращиванию монокри¬
сталлов при низких температурах. Джойс и Бредли [652] указы¬
вают, что малая скорость роста при низких температурах свя¬
зана с кинетическими ограничениями, обусловленными удале¬
нием Н2 с поверхности роста.
Обмотка предварительного Инфракрасный
Фиг. 9.15. Система для выращивания методом пиролитического разложения
GeH4 и SiH4.
Папазьян и Райсман [1053] вырастили Ge на полуизолирую-
щем GaAs пиролизом гидрида германия при температуре за¬
травки от 600 до 850 °С. Эпитаксиальные слои хорошего каче¬
ства были получены при температурах от 650 до 750 °С, типич¬
ных скоростях потока Н2 150—750 см-мин-1 и концентрациях
GeH4 от 0,02 до 0,14 об.%. При температурах ниже 650 и выше
750 °С наросший слой становился не гладким, а шероховатым,
а при температурах выше 800°С происходило сплавление Ge
с GaAs. Подготовка подложек из GaAs играла исключительно
важную роль. Пластины, полированные NaOCl, обрабатывались
раствором 95H2S04 : 5Н20 непосредственно перед их закладкой
в систему для выращивания с целью удаления остатков NaOCl.
Для получения гладких слоев весьма важно обеспечить чистоту
Н2 и GeH4, поэтому при замене баллонов необходимо было вы¬
качивать GeH4 из системы, чтобы исключить образование Ge02.
282
ГЛАВА 9
Эпитаксиальные слои, выращенные на подложках из высоко¬
омного Ge, всегда обладали проводимостью р-типа и имели
удельное сопротивление примерно 7 Ом-см, тогда как при вы¬
ращивании на GaAs в слоях имелись области как п-, так и
p-типа проводимости. Слои Ge, полученные при температуре
ниже 750°С, содержали слой р-типа толщиной примерно 0,1 мкм
вблизи границы раздела, остальная часть слоя обладала про¬
водимостью я-типа. Это может быть обусловлено диффузией Ga
и As из подложки, а также введением As из газовой фазы бла¬
годаря диссоциации GaAs. При 700 °С коэффициенты диффузии
Ga и As в Ge составляют DAs ~ 2,5-10~12 см2-с-1 и Dq& «
« 5-10-15 см2-с-1.
Мы в своей лаборатории занимались выращиванием GexSii-*
на подложках из Ge при помощи одновременного пиролиза GeH4
и SiH4. Используя GeH4 в концентрации 0,04% и SiH4 в концен¬
трации 0,01% на подложке из Ge при температуре 700 °С, нам
удалось получить сплав, содержащий 7% кремния. Скорость
роста составляла 11 мкм-мин-1, и получившийся в результате
материал имел хорошую кристаллическую структуру. Слои, вы¬
ращенные на подложках, отклоненных на 8° от плоскости (111)
в сторону плоскости (100), были более гладкими, чем те, кото¬
рые получились на плоскости (111), и на них имелась лишь не¬
большая плотностью дефектов в виде слегка вытянутых тре¬
угольников. Проведенные недавно процессы выращивания, в
которых в качестве газа-носителя использовался не Н2, а Не,
дали слои лучшего качества при более низких температурах.
9.4.2. Эпитаксиальное выращивание
с применением водяного пара
По данным нескольких авторов, водяной пар является эф¬
фективным переносчиком вещества в системе выращивания по
методу «сандвича». Николь [993] и Робинсон [1164] обнаружили,
что GaAs, GaP, Ge, InP и InAs могут переноситься в потоке Нг-
Они приписали это небольшим количествам водяного пара,
имеющимся в источнике Н2 или абсорбированным в системе.
Готтлиб и Корбой [474] исследовали выращивание GaAs на
подложках из Ge при различных концентрациях паров Н20,
пропускаемых через систему. Схема системы такого типа пока¬
зана на фиг. 9.16. Концентрация водяного пара контролирова¬
лась путем пропускания чистого водорода над льдом, который
поддерживался при температуре ниже нуля. Подложка нагре¬
валась до температуры Тс (800°С) при помощи кварцевой йод¬
ной лампы, а источник — до температуры Тн (900 °С) при по¬
мощи нагревателя в виде полоски молибдена.
Очищенный
Инфракрасный
унагреватель
=-^~Выхлап
— Тефлоновый
изолятор
Измельченный
лед
Смесь соли
со льдом
Сосуд Дьюара
Фиг. 9.16. Система
выращивания по методу «сандвича»
дяпого пара [474, 1164].
с применением во-
Фиг. 9.17. Зависимость количества переносимого GaAs от давления водя¬
ного пара.
Л — в системе иет водяного пара; в скобках даиы температуры, соответствующие ука¬
занным давлениям пара (°С); Гд=800 °С, 7^=700 °С 1474J.
284
ГЛАВА 9
На фиг. 9.17 показано изменение скорости роста в зависимо¬
сти от давления водяных паров. Предполагается, что перенос
GaAs осуществляется следующим образом:
2GaAs (тв) + Н20 (пар) Ga20 (пар) + Н2 (пар) + As2 (пар).
Реакция смещается вправо при повышении температуры источ¬
ника и влево при понижении температуры затравки. Как и во
всех системах выращивания, качество наросшего материала за¬
висит от подготовки поверхности. Оказалось, что эффективность
переноса массы зависит от скорости потока Н2, но меняется в
пределах от 50 до 95%. Выращенные слои, которые в основном
обладали проводимостью д-типа, часто были легированы герма¬
нием, проникающим из подложки. Кроме того, Робинсон [1164]
указывает, что при выращивании GaAs на Ge он наблюдал в
Ge тонкую область p-типа, связанную с Ga, и область д-типа
большей толщины, связанную с As. Недавно Лютер [856] исполь¬
зовал систему такого типа для выращивания легированных цин¬
ком кристаллов GaP на подложках из GaAs и GaP.
9.5. Выращивание гетеропереходов
методом вакуумного испарения и распыления
Хотя в последние годы усилия исследователей были направ¬
лены в основном на выращивание полупроводниковых слоев из
газовой фазы, проводились также работы по выращиванию эпи¬
таксиальных пленок методом вакуумного'испарения и распыле¬
ния. Такие исследования проводились как с элементарными
полупроводниками, например с Ge и Si, так и с полупроводни¬
ковыми соединениями, например GaAs, CdS и т. д. В боль¬
шинстве случаев испаряемый полупроводниковый материал
осаждался на аморфной подложке, например кварце. Нас, од¬
нако, интересует прежде всего выращивание одного полупро¬
водникового материала на другом с подобной кристаллической
структурой и с близкой постоянной решетки.
Испарение германия и кремния производится довольно про¬
сто: они помещаются в вакуумную систему и нагреваются лю¬
бым подходящим способом до тех пор, пока давление их паров
не становится достаточно высоким для того, чтобы атомы пере¬
носились на нагретую подложку. Материал источника можно
нагревать при помощи печи сопротивления, индукционным на¬
гревом или электронной бомбардировкой. В первых двух слу¬
чаях тигель, в котором находится испаряемый материал, также
нагревается и может оказаться источником примесей. Поэтому
предпочтительно нагревать источник бомбардировкой электрон¬
ным пучком. Качество выращенного слоя зависит от получен¬
ного в системе вакуума, температуры подложки, совершенства
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
285
поверхности подложки и скорости осаждения. Во многих рабо¬
тах было найдено, что независимо от типа проводимости герма¬
ния, служащего источником, осаждаемая пленка обладает обыч¬
но проводимостью p-типа. Куров и др. [762] объяснили это об¬
разованием акцепторных уровней, связанных с вакансиями.
9.5.1. Выращивание германия методом испарения
В работе Сакаи и Такахаси [1199] германий, испаряемый с
вольфрамовой «корзинки» при давлении 2-10-5 мм рт. ст., кон¬
денсировался со скоростью ЮА'С"1 на подложке из Ge с ориен¬
тацией (111), находящейся при температуре между комнатной
и 800’С. Эти авторы нашли, что наилучшее качество пленок
достигается при температурах 450—550 °С. Пленки оказывались
сильно легированными (1018—1019 см~3) и обладали р-типом
проводимости, даже если материал источника имел удельное
сопротивление 40 Ом-см, но их можно было получить и в виде
кристаллов д-типа путем одновременного испарения Р или As
для перекомпенсации акцепторных центров. Достигаемая в ре¬
зультате этого концентрация доноров составляла 1018—1020 см-3,
а подвижность электронов при 300 К равнялась 800 см2*В-1 -с-1.
При увеличении скорости осаждения до 100 А-с-1 качество кри¬
сталлов ухудшалось.
Благодаря отжигу в вакууме при температуре между 500 и
575 °С химически травленных подложек из Ge Дэви [312] сумел
получить пленки Ge хорошего качества при температуре под¬
ложки 300 °С. Использовался вакуум (2 -— 8) -10-6 мм рт. ст., и
скорости осаждения были меньше 300 А-с-1. Источник Ge
(30 Ом-см) нагревался электронной бомбардировкой, а под¬
ложки ОеТшели ориентацию (111) или (100).
Буторина и Толомазов [198] экспериментально установили,
что качество выращиваемого при 500 °С германия можно суще¬
ственно улучшить введением в систему паров иода в процессе
выращивания. Иод служит для очистки поверхности непосред¬
ственно в системе для выращивания и, кроме того, приближает
условия, при которых происходит процесс кристаллизации в ва¬
кууме, к равновесным.
Рю и Такахаси [1192] осаждали пленки Ge на подложках из
GaAs в вакууме 2-10-5 мм рт. ст. Пленки, если их специально
не легировали фосфором, обычно обладали проводимостью
p-типа и имели наилучшую структуру при температуре подлож¬
ки 800 °С. Указанные авторы пришли к заключению, что при
800 °С происходит очистка подложки из GaAs за счет ее мед¬
ленного. испарения. Используя эти условия, они сумели получить
п — р-,'р — р-, р — п и п — д-гетеродиоды Ge—GaAs. Дэви [313]
■утешно осуществил эпитаксиальное выращивание Ge на GaAs
при столь низких температурах, как 300 °С, но нашел, что для
286
ГЛАВА 9
минимизации процесса двойникования необходима температура
подложки 475—500 °С. Германий загружался в вакууме в обез-
гаженную графитовую лодочку, нагревался электронной бомбар¬
дировкой и испарялся со скоростью 40 000 А-мин'1. Получавшие¬
ся в результате пленки обладали проводимостью p-типа, кон¬
центрация носителей в
^кран них составляла (3—11) X
'Нагреватель ХЮ17 см-3, а подвижность —
-Держатель положки около 500 см2-В-1-с-1.
В работе Вильямса и
Терри [1495], которая посвя¬
щена пленкам Ge, получен¬
ным конденсацией в ваку¬
уме, показано, что структура
пленок сильно зависит от
температуры подложки и
скорости осаждения. Это мо¬
жет объяснить, почему раз¬
личные авторы приводят
Столик источника
^Экран
1
N
!
съ
I
'-Базовая плита
а
Бремя
Бремя
-Потенциал
подложки
-Земля (экраны)
Потенциал
источника
> 11U1 V UU 1 VJ/ Ul UV/Д /II
_ Земля (экраны) ШИр0Кий интервал условий,
при которых можно полу¬
чить эпитаксильные плен¬
ки. Васильев и Тихонова
[1447] рассмотрели измене¬
ние температуры подложки
за время цикла выращива¬
ния и нашли, что ома может
заметно меняться. Это ока¬
зывает заметное влияние на
распределение дефектов и
изменение свойств пленки по
толщине.
Хэк [535] успешно осуще¬
ствил эпитаксию германие¬
вых пленок п- и p-типа на
подложках из Ge, используя асимметричное распыление при
нагреве переменным током. На фиг. 9.18 показана геометрия
использованных электродов, а также эпюры переменного на¬
пряжения с частотой 60 Гц, которое было приложено во время
распыления к источнику, подложке и экранам. Вначале дости¬
гался вакуум 7-10-6 мм рт. ст., а распыление производилось
при давлении аргона 45-10-3 мм рт. ст. Перед осаждением под¬
ложка очищалась в течение 5 мин ионами с энергией 1000 эВ.
При должным образом подобранных параметрах распыления
можно было получить на подложках при столь низких темпе¬
ратурах, как 350 °С, пленки п- и p-типа с примерно такой
Фиг. 9.18. а —геометрия электродов,
используемая при осаждении германие¬
вых пленок методом распыления;
б — эпюры напряжения на источнике,
подложке и экранах во время распы¬
ления [535].
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
287
же концентрацией носителей, что и в источнике. Крикорян
и Спид [739] исследовали структурные свойства пленок герма¬
ния, нанесенных на подложки из Ge и CaF2, в зависимости от
параметров, характеризующих распыление и испарение. Они
нашли, что при заданной скорости роста и давлении в системе
пн конкретные условия, определяющие скорость роста (напря¬
жение и ток при распылении, температура источника и расстоя¬
ние от него до подложки при испарении), ни техника нанесения
не влияют на переход от аморфной структуры пленок к поли-
кристаллической и к монокристаллической структуре.
9.5.2. Выращивание Si методом испарения
Очистка вакуумной системы от примесей и кислорода и
уменьшение давления, при котором производится испарение,
привели к улучшению качества слоев Si, полученных испаре¬
нием. Благодаря этим усовершенствованиям соответственно
уменьшалась температура подложки, при которой достигается
эпитаксиальное выращивание. Одна из первых работ по эпита¬
ксиальному выращиванию кремния на кремнии в вакууме была
выполнена Унвалой [1416—1418]. Он получил монокристалличе-
ские слои Si на подложках из Si (111) в вакууме 10~5—
10~6 мм рт. ст. при максимальной скорости осаждения
3 мкм-мин-1. Критическая температура подложки, при которой
получались хорошие монокристаллические слои, составляла
1100—1250 °С. Унвала обнаружил, что чем больше скорость
осаждения, тем выше температура подложки, требуемая для
получения пленок хорошего качества. На фиг. 9.19 показана
схема его системы. Видно, что подложка нагревается с помощьр
вольфрамовой спирали, что, к сожалению, может привести к за¬
грязнению осаждаемой пленки вольфрамом. Замена нагревателя
танталовой полоской или электронным пучком устраняет эту
проблему.
Хейл [510] получил аналогичные результаты при исходном
вакууме 5-10-7 мм рт. ст. Используя легированный Si в качестве
источника, он сумел получить пленки с проводимостью как р-,
так и н-типа. Перенос бора осуществлялся с эффективностью
примерно 10%, а фосфор переносился, по-видимому, без каких-
либо потерь. Ньюмен [988] указывает, что после прогрева стек¬
лянной системы для улучшения вакуума поверхность подложки
приобретает p-тип проводимости в результате переноса бора со
стенок.
Наннити [969], использовавший вакуумную сублимацию крем¬
ния, сумел получить слои хорошего качества на подложках Si
(111) при столь низких температурах, как 830°С. Давление в
системе было понижено до 10-8—10-9 мм рт. ст., а источник и
288
ГЛАВА 9
подложка вначале прогревались в течение часа при 1250°С для
удаления любых абсорбированных газов и получения чистой
поверхности. Однако при 830 °С для получения слоя толщиной
2 мкм требовалось 50 ч. Хандельман и Повилонис [526] приме¬
нили метод сублимации для эпитаксиального выращивания Si
на подложках из Si при температуре 1100°С. Камера, в которой
Напыленное
кремниевое зеркало
Вольфрамовый
нагреватель
Кремниевая
подложка
Заслонка
Траектории
электронов
Кремниевый
■ источник
(заземлен)
Вольфрамовая
нить
-Фокусирующий
электрод (-3 кВ)
К фотоумножителю
Вакуум
//У////////,
Водоохлаждаемый
медный держатель
Фиг. 9.19. Аппаратура для выращивания пленок кремния методом испаре¬
ния при нагреве источника электронным пучком [1417].
происходило выращивание, содержала только Si и кварц и была
откачана до 10-®— 10-9 мм рт. ст. Кремниевый пьедестал выпол¬
нял роль подставки для подложки и служил источником легиро¬
ванного кремния. При скорости осаждения порядка 0,3 мкм-мин-1
были выращены пленки как д-типа (легированные фосфором),
так и p-типа (легированные бором) с эффективностью переноса
легирующей примеси примерно 100%. Эта система использова¬
лась также для выращивания Si на Ge и Ge на Si, но с гораздо
меньшей скоростью роста.
Используя кремний в качестве нагреваемой нити и достигнув
высокого вакуума 10~10—10-12 мм рт. ст., Видмер [1490] получил
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
289
мопокристаллические пленки Si на подложках Si (111), находя¬
щихся при температуре 550°С. Минимальная температура под¬
ложки для эпитаксиального выращивания зависела от того, как
начинался процесс роста. В одном случае перед началом выра¬
щивания подложка прогревалась в течение нескольких минут
при температуре свыше 1000 °С и затем резко охлаждалась до
температуры выращивания. При помощи такой методики были
получены превосходные монокри-
сталлические слои при темпера¬
туре подложки 800 °С, однако при
температуре 550°С в слое обна¬
руживались дефекты. Если пе¬
ред резким охлаждением до
температуры осаждения на под¬
ложку, находящуюся при темпе¬
ратуре выше 1000 °С, наносил¬
ся испарением тонкий слой, то
монокристаллические слои хоро¬
шего качества получались и при
550 °С.
Используя в качестве источни¬
ка бескислородный кремний, Вайс¬
берг [1480] сумел получить эпи¬
таксиальные пленки Si при при¬
мерно таких же низких темпера¬
турах в вакууме 3 • 10-8 мм рт. ст.
Сублимация производилась со скоростью 1—2 мкм-ч-1, и под¬
ложка очищалась непосредственно в установке прогревом с по¬
мощью электронной бомбардировки в течение 5 мин при темпе¬
ратуре свыше 1300°С. На подложках с ориентацией (111) вы¬
ращивание монокристаллов было осуществлено при столь низких
температурах, как 450 °С, а на подложках с ориентацией (100) —
при 380 °С. Вайсберг пришел к заключению, что в отсутствие
кислорода влияние давления в вакуумной системе сильно умень¬
шается.
Имеются еще два фактора, препятствующие получению
ориентированных тонких пленок, особенно при низких темпера¬
турах: 1) образование в различных местах подложки зароды¬
шей, которые могут быть разориентированы друг относительно
друга, 2) отсутствие достаточной поверхностной миграции, так
что в зависимости от скорости осаждения пленка может до¬
стичь упорядоченного состояния. Для преодоления этих труд¬
ностей Кларк и Алибоцек [240] проводили осаждение Si на Si
через движущуюся кварцевую маску, как зто показано на
фиг. 9.20. Фиксированная маска из Si имела прорезь в виде
буквы V, чтобы стимулировать рост из одного зародышевого
Подложка
/1
к
А
Фиксированная
кремниевая
маска
2 мм ■ Ч-
1мм
-I
А
f
I/
^Движущаяся
кварцевая маска
Фиг. 9.20. Расположение элемен¬
тов при выращивании по методу
движущейся маски [240].
10 Зак. 285
290
ГЛАВА 9
центра. Кремний напылялся на подложку, находившуюся при
температуре 200 °С, с помощью движущейся маски. На кремние¬
вых подложках при температуре 200 °С были получены моно-
кристаллические пленки, а на оксидированных подложках при
той же температуре — пленки с высокой степенью ориентации.
Браунштейн и др. [171] использовали метод выращивания
«пар — жидкость — твердое тело» в комбинации с методом дви¬
жущейся маски для выращивания испарением в вакууме моно-
кристаллических пленок Si на подложках из плавленого кварца,
находящихся при температуре 800—900 °С.
9.5.3. Получение полупроводниковых соединений
методом конденсации в вакууме
Процесс испарения полупроводниковых соединений обычно
сильно отличается от процесса для Ge и Si из-за различия в
давлениях паров компонент этих соединений. При непосред¬
ственном нагреве соединения более летучая компонента испа¬
ряется раньше, чем менее летучая, что приводит к образованию
пленок нестехиометрического состава. Для преодоления этой
трудности были исследованы быстрое (дискретное) испарение,
испарение из нескольких источников и распыление.
9.5.3.1. Быстрое (дискретное) испарение полупроводниковых
соединений. В этом методе материал, который надо испарить,
подается в систему очень малыми крупинками, а температура
испарителя, на который попадают эти крупинки, устанавливает¬
ся достаточной для испарения наименее летучей компоненты.
Благодаря малой теплоемкости каждой крупинки она испаряет¬
ся быстро и почти полностью, так что при постоянной подаче
крупинок в испаритель получающийся пар будет иметь пример¬
но тот же состав, что и материал источника. Если, кроме того,
температура подложки поддерживается достаточно низкой, что¬
бы предотвратить обратное испарение более летучей компонен¬
ты, то конденсирующаяся пленка будет иметь тот же состав, что
и материал источника. Более того, если подложка представляет
собой нужным образом ориентированный кристалл, то может
иметь место эпитаксиальный рост.
На фиг. 9.21 показана типичная экспериментальная установ¬
ка для быстрого (дискретного) испарения InSb. Крупинки InSb
постоянно подавались из бункера на лодочку из Та или W, ко¬
торая находилась при температуре 1600 °С. В системе поддержи¬
вался вакуум примерно 5• 10-7 мм рт. ст. Перед началом процес¬
са подложки из InSb подвергались бомбардировке для удаления
поверхностного слоя толщиной примерно 0,6 мкм, а затем отжи¬
гались при 450 °С для устранения дефектов. Выращивание про¬
изводилось при температуре подложки 440—460 °С со скоростью
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
291
10 мкм-ч-1. При температурах выше 460 °С возникали две фазы.
Измерения рентгеновских кривых качания показали, что эпита¬
ксиальные слои обладали примерно той же степенью совершен¬
ства, что и массивные кристаллы InSb.
Ричардс и др. [1140] использовали систему такого же типа в
своих исследованиях испарения некоторых соединений АщВу
?'рмопара Кварцева,
трубка.
Зажатое
стальное
кольцо
.Статной
блок
I Циркониевый
у нагреватель
NПодложка
Контейнер с порошком
Испаритель—\
N / [У
I."—“ '
V
К источнику
высокого
напряжения
Диффузионный
насос
К трансформатору \3
нагреватели •
Стальной
стержень
Вибратор
Фиг. 9.21. Аппаратура для осаждения в вакууме при быстром (дискретном)
испарении [583].
с конденсацией преимущественно на подложках из Ge. Их ре¬
зультаты сведены в табл. 9.2. Испарение производилось в ва¬
кууме 10-5 мм рт. ст. Как видно, кристаллическая структура
конденсированных пленок сильно зависела от температуры под¬
ложки, однако изменения скорости осаждения в интервале
10—100 А-с-1 не влияли на качество пленки. Применив такую же
аппаратуру, Мюллер [956] провел детальные исследования диф¬
ракции электронов на пленках GaAs, нанесенных на подложки
из Ge с ориентацией (111), (110) и (100). Он обнаружил, что
при температурах подложки начиная с 300 °С степень ориента¬
ции пленок возрастает. При температурах выше 600°С пленки,
полученные на поверхностях (111) и (100), были свободны от
двойников и имели эпитаксиальную природу. При температуре
Ю*
292
ГЛАВА 9
ниже 600 °С он обнаружил дефекты упаковки в плоскостях (111)
и появление метастабильной гексагональной фазы.
Лайт и др. [825] приводят данные о выращивании легирован¬
ных хромом слоев полуизолирующего GaAs с высокой степенью
ориентации на подложках из Ge и GaAs. Авторы использовали
ТАБЛИЦА 9.2
Некоторые параметры, характеризующие эпитаксиальное выращивание
соединений ЛщВу методом быстрого (дискретного) испарения
Соедине¬
ние
Постоян¬
ная
решетки,
A
Несоот¬
ветствие
с Ge, %
Г„ °C ‘)
О
О
Г„, °C S)
Tt, °C, <)
Темпера¬
тура
испари¬
теля,
«С
GaP
5,450
-3,7
400
500
540
560
1500
GaAs
5,653
0
400
400
475
535
1300
—475
—525
-550
— 1800
GaSb
6,095
+7,7
400
450
500
550
1650
InP
5,869
+3,7
100
200
300 5)
300
1400
-250
—
-400
— 1650
InAs
6,058
+7,1
350
450
500
500
1500
InSb
6,479
+ 14,5
200
250
300
450
1650
—300
-400
AlSb
6,135
+ 8,4
625
700
—
—
1400
—650
—1600
•) Т1 — начало ориентированного роста.
2) Т2 — эпитаксиальный рост с двойниковамием.
5) Тз—эпитаксиальный рост без двойниковапия.
<) Т4 —начало обратного испарения элемента V группы.
6) Обратное испарение фосфора также начиналось при этой температуре.
метод быстрого испарения GaAs, легированного хромом с добав¬
лением различных количеств As. Они получили наилучшие
результаты для температур подложки между 525 и 575 °С и
объемного отношения As к GaAs в источнике, равного 1:1. По
данным электрических измерений пленки были похожи на мас¬
сивные кристаллы GaAs, легированные Сг.
Людеке и Пол [853] с помощью метода быстрого испарения
вырастили высококачественные эпитаксиальные пленки CdTe,
HgTe и CdSe на сколотых подложках BaF2. Эпитаксиальное вы¬
ращивание CdTe было осуществлено при температурах под¬
ложки 70—350 °С, причем лучшие пленки были выращены при
200 °С после отжига при 350 °С. Максимальная температура
выращивания, ограниченная испарением с подложки, составля¬
ла 350 °С. Выращенные эпитаксиальные пленки CdSe имели
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
293
гфуктуру вюрцита при температуре ниже 250°С и структуру
м||;и1ерита при более высоких температурах. Холлоуэй и Уилкс
|5М 11 получили слои CdS кубической структуры на подложках
mi InSb и CdS. Пленки CdS с кубической структурой были вы¬
ращены на поверхностях InSb с ориентацией (100), (110) и
(III) при температурах подложки от 350 до 375 °С. Было произ-
игдспо также выращивание на CdS [плоскости (001) S и (001) Cd]
при 300°С.
9.5.3.2. Распыление полупроводниковых соединений. При
распылении происходит электрический разряд между электро¬
дами при низком давлении газа, и катодный электрод медленно
разрушается в результате бомбардировки ионизованными моле¬
кулами газа. Распыляемый материал покидает поверхность ка¬
тода либо в виде свободных атомов, либо в виде химических
соединений с молекулами остаточного газа. Часть высвобождае¬
мых атомов конденсируется на поверхностях, окружающих ка¬
тод. Используя такую технику, Моултон [954] нанес InSb и
(inSb на подложки из плавленого кварца и алюмосиликатного
стекла. Нанесение было произведено при давлении аргона
(50—150)-10“3 мм рт. ст. и при разности потенциалов 2—4 кВ.
11ленки обладали тем же типом проводимости, что и источник,
п холловские подвижности носителей в них возрастали при уве¬
личении температуры подложек от 50 до 250 °С для InSb и от
110 до 350 °С для GaSb.
Франкомб [412] успешно получил методом распыления эпита¬
ксиальные пленки InSb, РЬТе, В12Те3'и GaAs. Выращенные на
подложке из Ge при температуре 525 °С пленки GaAs имели
толщину 1 —12 мкм. Молнар и др. [935] выполнили более деталь¬
ные исследования выращивания пленок GaAs на подложках из
кварца и Ge методом распыления. Пленки GaAs были эпита¬
ксиально осаждены на германиевых подложках с ориентацией
(100), (110) и (111) в температурном интервале 450—600 °С
при давлениях аргона (2,5—12) ■ 10~2 мм рт. ст. Наилучшие
пленки были получены на подложках из Ge, нагретых до 560—
580 °С. При температурах выше 580 °С происходило нарушение
кристаллической структуры GaAs, связанное, по-видимому, с по¬
терей атомов As.
9.5.3.3. Термическое испарение. Наиболее распространенный
метод термического испарения полупроводниковых соедине¬
ний—-так называемый «метод трех температур» с двумя источ¬
никами. В этом методе каждый элемент соединения нагревается
отдельно, так же как и подложка, на которую должна быть на¬
несена пленка. В общем давление паров одной из компонент
велико по сравнению с другой, поэтому температуры обоих источ¬
ников должны контролироваться независимо, так чтобы давле¬
ния паров обеих компонент соответствовали стехиометрическому
ГЛАВА 9
соотношению. Гюнтер [497] рассмотрел критерии получения пле¬
нок хорошего качества методом испарения.
На фиг. 9.22 показана типичная экспериментальная установ¬
ка. Система такого типа была недавно использована Гудме¬
ном [464] для получения методом испарения фотолюминесцент-
Фиг. 9.22. Разрез камеры для испарения из нескольких источников [464].
ных пленок ZnSe на сапфировых подложках с ориентацией
(Й02). Пленки, выращенные на подложках при температуре
670 °С, имели кубическую структуру.
На фиг. 9.23 показана система другого типа, примененная
Дэви и Пэнки [314, 315] для получения пленок GaAs. Ранние
работы этих авторов были посвящены исследованию структур¬
ных и оптических свойств пленок GaAs, нанесенных на аморф¬
ные подложки. Стейнберг и Скраггс [1323] подобным образом
вырастили эпитаксиальные пленки GaAs на каменной соли, по¬
стоянная решетки которой близка к постоянной решетки GaAs.
Вакуумный
Радиационный
'экран с двойными
стенками
Основная печь
Фиг. 9.23. Система для получения пленок GaAs методом испарения.
/ — датчик Пирани; 2—электрический контакт к диодной структуре; 3 — термопара/
4— металлические фланцы и уплотнение на входе системы загрузки; 5—специальный
клапаи; 6 — круглая пластинка Та, положительный электрод в диодной структуре;
7 — кварцевые стержни, перемещающие держатель затравки [315].
Фиг. 9.24. Экспериментальная установка для выращивания эпитаксиальных
переходов CdS — ZnTe.
а—положение для травления кристалла; G—-положение для нанесения пленки [103].
296
ГЛАВА 9
Дэви и Пэнки [315] в своей недавней работе осуществили эпи¬
таксиальное выращивание GaAs на подложках из Ge и GaAs.
Свойства подложек и нанесенных пленок сравнивались с по¬
мощью метода дифракции отраженных электронов. При вакууме
10~7 мм рт. ст. и температуре подложки 425—450°С монокри-
сталлические пленки с небольшим двойникованием или без него
были получены на плоскостях низкого порядка Ge, на неполяр¬
ных плоскостях GaAs и на плоскости (111) В арсенида галлия.
При температурах ниже 400 °С получались поликристаллические
пленки, а при температурах выше 450 °С пленки на плоскости
(111) германия и арсенида галлия имели гексагональную плот¬
но упакованную структуру. Появление такой структуры было
приписано избытку Ga или специальным условиям на подложке.
Испарение сульфида кадмия проводилось несколькими ис¬
следователями при изучении гетеропереходных диодов и транзи¬
сторов. Мюллер и Зулеег [958], а также Даттон и Мюллер [358]
наносили CdS на CdTe, А1203 и SiO* для изучения свойств полу¬
чаемых таким путем диодов. Эти авторы пользовались описан¬
ным Зулеегом и Сенковицем [1556] методом, в котором испарение
CdS производилось из одного источника. Если температура
источника CdS не превышала 750 °С, то конденсируемые пленки
сохраняли стехиометрический состав. Давление в вакуумной
системе составляло примерно 10~5 мм рт. ст., а температура
подложки — около 150 °С. После того как толщина пленок до¬
стигала 2—3 мкм, они отжигались при 300 °С в атмосфере H2S
в течение 10—15 мин. Эта процедура приводила к увеличению
удельного сопротивления пленок в 100 раз (до 104 Ом-см) и
изменению их цвета с желто-оранжевого на лимонно-желтый.
Пейдж [1031] вырастил тонкие поликристаллические пленки CdS
на Si для изготовления транзисторов с ограничением простран¬
ственным зарядом. Они были выращены в вакууме 10~7 мм рт. ст.
со скоростью 25А-с-1 при температуре затравки 200°С. По¬
движность электронов в таких пленках составляла 6 см2-В"1-с-1
по сравнению с величиной 200 см2-В-1-с-1 для массивных кри¬
сталлов.
Авен и Гарвацки [103] использовали печь, устройство которой
показано на фиг. 9.24, для выращивания эпитаксиальных пленок
CdS на ZnTe с целью получения гетеропереходных диодов.
В положении, соответствующем травлению кристалла в атмо¬
сфере Н2 (600 мм рт. ст.), происходило медленное испарение
ZnTe и очистка поверхности подложки. Затем температура
источника CdS повышалась до 840 °С, и, когда на стенках трубы
начиналось осаждение ZnTe, затравка вводилась в ту область,
где происходило осаждение пленки. При температуре подложки
600 °С скорость роста составляла 1,5 мкм •мин-1. Качество полу¬
чаемой таким образом пленки сильно зависело от ориентации
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
297
подложки. Монокристаллические слои CdS удавалось получить
юлько на поверхности (lll)Zn. Этого следовало ожидать, по¬
скольку лишь при такой ориентации достигается хорошее соот-
мстствие решеток, а на поверхности (111) Те наблюдаются глу-
Оокие борозды в результате термического травления.
И.О. Выращивание гетеропереходов из растворов
4.6.1. Основные принципы выращивания из растворов
Процессы выращивания из растворов были впервые успешно
применены для полупроводников Нельсоном [979] при изготовле¬
нии туннельных диодов Ge—Ge. Недавно они приобрели очень
Содержание Се, вес. %
10 ■ 20 30 НО 50 70 90
1000
I
\'
Й
Б
1
_ Жида.
I 1 1 1 l 1 l
~—&ь'
i/i
if'
if!
Жидн.+Тв.
J i
3 I
*Ae
с
-a , ,
Тв.+Тв.
i i i i i i i
О
In
10
го 30 40 50 60 70 80 90 100
Содержание Ge, am. % Ge
Фиг. 9.25. Бинарная фазовая диаграмма In — Ge [533].
большое значение в связи с выращиванием высококачественных
материалов для инжекционных источников света, лазеров,
генераторов Ганна и омических контактов.
Физическая основа этого процесса заключается в том, что
при охлаждении насыщенного раствора будет происходить пре¬
ципитация (выпадение) растворенного вещества. На фиг. 9.25
показана бинарная фазовая диаграмма такой типичной комби¬
нации, как In—Ge. Если смесь In—Ge, содержащую примерно
15 вес.% Ge, медленно нагреть до температуры А, то получится
298
ГЛАВА 9
насыщенный жидкий раствор, соответствующий точке b на кри¬
вой ликвидуса, с избыточным германием, плавающим на поверх¬
ности раствора. Если теперь раствор медленно охлаждать до
температуры В, то будет происходить преципитация растворен¬
ного Ge из раствора обычно в виде эпитаксиально растущих
монокристаллов, если имеется подходящая затравка.
Поскольку температурные циклы обычно слишком быстры
для того, чтобы раствор оставался в состоянии квазиравновесия,
От термопары
i*i
Программная
регулировка
температуры
Гибкое
металлич.
соединение
Фиг. 9.26. Схема системы для выращивания Ge из раствора.
состав раствора не всегда следует кривой ликвидуса, показан¬
ной на фиг. 9.25. При нагревании раствор будет, вероятно, не
насыщенным и состав будет следовать пунктирной кривой а — d
вместо кривой а — Ь. При охлаждении возможен переход рас¬
твора в переохлажденное состояние и состав будет следовать
пунктирной кривой d — е вместо b — с.
На фиг. 9.26 изображена схема установки для выращивания
из раствора. Она состоит из кварцевой трубы и окружающей ее
печи. Температура печи точно контролируется с помощью про¬
граммного устройства с термопарным датчиком. Вся печь мо¬
жет свободно поворачиваться в горизонтальной плоскости. За¬
травочный кристалл фиксирован с помощью специального за¬
жима в одном конце графитовой лодочки, которая при помощи
кварцевых стержней закреплена в центре зоны постоянной тем¬
пературы. Раствор, состоящий из растворителя, полупроводника,
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
299
1н>горый требуется осадить, и небольшого количества примеси,
если это необходимо, может свободно переливаться из одного
ыища лодочки в другой в зависимости от наклона печи. Для
предотвращения окисления выращивание проводят в атмосфере
водорода, прошедшего палладиевую очистку.
На фиг. 9.27 показан типичный цикл выращивания. Питание
печи включается, когда она наклонена, так что раствор нахо¬
дится в конце лодочки, противоположном тому, где расположена
Фиг. 9.27. Типичный цикл выращивания из раствор?.
/ — период нагрева; печь включена: Т < Г,; печь выключена: 7\ > Т > Г2; 2 —период выр
щивания: 71* > Т > Г3; S — период охлаждения: Г < Га.
затравка. При увеличении температуры часть избыточного полу¬
проводника переходит в раствор. После достижения подходя¬
щей максимальной температуры питание выключают. По мере
остывания печи раствор становится насыщенным и начинается
выпадение растворенного полупроводника. При некоторой, эмпи¬
рически определяемой температуре печь наклоняют, так что
раствор покрывает затравочный кристалл. В течение периода
выращивания атомы полупроводника, выпадающие из раствора,
наращиваются эпитаксиально на поверхности затравочного кри¬
сталла, покрытой раствором. Оказалось, что для осуществления
хорошего эпитаксиального роста необходимо растворить не¬
сколько атомных слоев кристалла-затравки. В конце периода
роста печь наклоняют в прежнее положение, в результате чего
металлический раствор-расплав перетекает с затравки в другой
конец лодочки. На практике часть раствора может прилипнуть
к затравке, так что при несколько меньшей температуре
Зажатая
затрат
Т,
Бремя
300
ГЛАВА 9
желательно передвинуть лодочку к краю печи и удалить остатки
раствора с затравки. Когда температура приближается к комнат¬
ной, затравку вынимают и химически очищают обычно в горячей
концентрированной соляной кислоте для удаления остатков за¬
твердевшего раствора.
На фиг. 9.28 показана другая система, которая была исполь¬
зована Хаяси и др. [552] для наращивания нескольких (до четы¬
рех) различных эпитаксиальных слоев. Когда раствор 1 дости¬
гает нужной для выращивания температуры, скользящий кон¬
тейнер с раствором передвигают, чтобы привести затравку в
Стенка печи
Выход Н
Растворы_
z Графитовый
держатель ватравт
оержатель затравкт
Упор ОвШР
затравка'
Термопара
Труба ил плавленого кварца
Дополнительный нагреватель
Скользящий„
графитовый
контейнер
с растворами
Толкающий
стержень
Вход Нг
3
Стенка лечи
Фиг. 9.28. Система эпитаксиального выращивания из раствора четырех слоев
при помощи скользящего контейнера с растворами [552].
контакт с раствором. По окончании периода выращивания кон¬
тейнер с раствором перемещают дальше, так что затравка ока¬
зывается под графитовой частью контейнера между раствора¬
ми 1 и 2. Любые остатки раствора стираются с затравки дном
скользящего контейнера с раствором. Вышеописанную процеду¬
ру можно повторить с растворами 2, 3 и 4 для выращивания в
общей сложности четырех слоев. На держателе затравки можно
вырезать канавки по обе стороны от затравки для удаления с
раствора любых поверхностных пленок. Хаяси и др. [551] приме¬
нили этот метод для выращивания слоев GaAs и AKGai_xAs на
затравках из GaAs (см. п. 5.7.3). В альтернативной конфигура¬
ции контейнер с раствором неподвижен, а держатель затравки
движется, приводя ее в контакт с различными растворами.
Хотя системы выращивания из растворов хорошо работают
при выращивании слоев того же материала, что и затравка, при
выращивании слоев другого материала возникают, как и при
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
301
изготовлении гетеропереходов, дополнительные осложнения.
Условия выращивания обычно должны быть таковы, чтобы ма¬
териал подложки не растворялся в сколько-нибудь заметных
количествах в растворе. Это необходимо для того, чтобы вблизи
границы раздела выращенный слой не оказался эвтектической
структурой или вновь выращенным гомопереходом.
Курата и Хираи [758] рассмотрели условия, необходимые для
получения резких гетеропереходов. Рассмотрим для примера
выращивание Ge на Si из серебряного раствора. Как видно из
фиг. 9.29, система Ge—Si представляет собой твердый раствор
Фиг. 9.29. Фазовые диаграммы, относящиеся к случаю выращивания Ge на Si
из раствора Ag — Ge [758].
и наинизшая температура солидуса равна температуре плавле¬
ния Ge. Поэтому для того, чтобы предотвратить растворение
базы Si, существенно, чтобы эвтектические температуры систем
кремний — металлический растворитель и германий — металли¬
ческий растворитель были ниже точки плавления кремния и
чтобы температура сплавления была ниже, чем линия эвтектики
системы Si — металлический растворитель. Если металлический
растворитель — серебро и если система Ge—Ag нагрета до тем¬
пературы Т (см. фиг. 9.29,6), то состав исходного раствора
Ge—Ag соответствует точке С. Условия нерастворения подлож¬
ки из Si выполняются, пока Т лежит в температурном интерва¬
ле АТ, как это показано на фиг. 9.29, бив.
Другое важное соображение, касающееся условий успешного
выращивания из раствора, связано с температурным градиен¬
том, существующим в растворе. Например, если затравка залита
раствором и в нем имеется небольшой температурный градиент,
так что при охлаждении системы верхняя часть раствора оказы¬
вается холоднее, чем затравка, то выращивание из раствора
будет заключаться в основном в образовании корки на поверх¬
ности раствора. Это нежелательно, поскольку в таком случае
может либо не происходить рост на затравке, либо иметь место
302
ГЛАВА 9
вредное травление затравки перед началом роста. В открытой
системе, как это было указано ранее, градиент такого типа мо¬
жет быть связан с охлаждением потоком газа и близостью дер¬
жателя затравки к обмотке нагревателя. Для того чтобы рост
происходил на затравке, существенно, чтобы она была на 0,5—
1 °С холоднее поверхности раствора. Этого можно добиться в
горизонтальной системе при помощи печи с секционной обмот¬
кой, когда температура верхней секции на несколько градусов
выше, чем нижней. В вертикальной системе выращивания это
также можно осуществить, как описано ниже.
9.6.2. Эпитаксиальное выращивание Ge на GaAs и Si
Используя графитовую лодочку и процесс с поворачиванием
печи, показанный на фиг. 9.27, на арсениде галлия удалось вы¬
растить p-Ge из растворов In—Ge—Ga и rc-Ge из растворов
Sn—Ge—As. В связи с необходимостью смачивания подложки
из GaAs растворы неизбежно оказывались загрязненными гал¬
лием и мышьяком, представляющими собой мелкие примеси в
Ge. Такое загрязнение оказывало большое влияние на удельное
сопротивление выращенных слоев германия. Этот эффект сво¬
дится к минимуму, если выращивание начинается при как мож¬
но более низких температурах и осуществляется вначале с до¬
вольно большой скоростью.
С применением растворов In—Ge воспроизводимые резуль¬
таты можно получить только на плоскости (111) Ga. Циклы вы¬
ращивания начинались при 400°С, и раствор сливался с под¬
ложки при 300 °С после наращивания пленки толщиной 25 мкм.
С применением растворов Sn—Ge воспроизводимые результаты
были получены на плоскостях (111)Ga и (111)As кристаллов
GaAs. На плоскости (110) также были выращены слои, но их
структура обычно оказывалась весьма несовершенной. Наилуч¬
шие результаты в отношении совершенства характеристик
устройств обычно достигались на плоскости (111)As. Выращи¬
вание производилось в температурном интервале между 500 и
380 °С; толщина слоев составляла примерно 50 мкм. Выращен¬
ные слои обладали монокристаллической структурой, а перехо¬
ды получались резкими и плоскими при использовании обоих
растворов. Однако в отношении качества поверхности, плотно¬
сти дислокаций и дефектов упаковки слои германия, полученные
с помощью растворов In—Ge, значительно превосходили слои,
полученные с применением растворов Sn—Ge.
Как указывалось ранее, перекрестное легирование галлием
и мышьяком из GaAs сильно влияет на удельное сопротивление
выращенных слоев германия. Если в раствор (либо индиевый,
либо оловянный) не вводятся дополнительно никакие примеси,
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
303
то оказывается, что выращенный слой представляет собой силь¬
но легированный германий «-типа. Чтобы получить материал
р-типа, в раствор нужно добавлять Ga. Из всего сказанного сле¬
дует, что концентрация примесей в выращенных слоях Ge опре¬
деляется в основном мышьяком, входящим из GaAs, и что лю¬
бой полученный таким способом материал p-типа является силь¬
но компенсированным и в нем часто может иметься градиент
концентрации примеси.
Курата и Хираи [758] использовали Ag или А1 в качестве рас¬
творителей для германия в модификации процесса выращивания
из раствора, представляющей собой процесс типа сплавления.
Они помещали подложку с лежащим на ней подходящим спла¬
вом германия на кварцевую пластину. Вся конструкция нагре¬
валась до температуры, слегка превышающей температуру
плавления сплава, и затем охлаждалась до нужной температуры
потоком аргона, проходящего через печь. Переход, образован¬
ный сплавом Al—Ge, проявляется в виде линии, соответствую¬
щей границе раздела; переход от GaAs к Ge был резким, без
промежуточных слоев. Однако в случае сплава Ag—Ge между
затравкой из GaAs и кристаллизовавшимся Ge образовывался
слой промежуточной фазы. Поэтому предполагается, что у си¬
стемы Ag—GaAs может существовать эвтектическая линия при
меньшей температуре, чем это ожидалось, так что рассмотрен¬
ные ранее необходимые условия оказываются невыполненными.
Выращивание Ge на Si из раствора осложняется существо¬
ванием стабильного окисла на Si, что мешает смачиванию крем¬
ния большинством растворителей. Чтобы обойти эту трудность,
Доннелли и Милне [345] воспользовались техникой скалывания
непосредственно в аппаратуре с целью получения свободной от
кислорода поверхности кремния. В качестве затравок использо¬
вались кристаллы кремния с сечением в виде буквы L, причем
более длинная сторона сечения совпадала с направлением (111).
Затравки помещались в графитовую лодочку, как показано на
фиг. 9.30. Кристалл кремния был закреплен на одном конце и
раскалывался при помощи кварцевого стержня, когда он был
окружен раствором. Процесс выращивания начинался в момент
раскалывания кристалла при 600 °С и продолжался до 400 °С,
когда раствор удалялся в результате наклона лодочки. Лауэ-
граммы, полученные методом обратной съемки, указывают на то,
что выращенные слои Ge обладают хорошей монокристалличе-
ской структурой в направлении (111). Однако было обнаружено
небольшое удлинение и расщепление некоторых рефлексов, что
связано соответственно с термическими напряжениями и рас¬
трескиванием, обусловленными сильным различием между ко¬
эффициентами термического расширения Ge и Si. Тип проводи¬
мости и удельное сопротивление выращенных слоев Ge контро¬
304
ГЛАВА 9
лировались добавлением в раствор небольших количеств Ga и
As для получения соответственно р- и rc-Ge. Поскольку отсут¬
ствовали эффекты перекрестного легирования, подобные тем,
Зажим ■
Скалывающий
стержт из кварца
ш
Кварцевая
трудна с /
термопарой
Прорезь для фиксирующего
кварцевого стержня
Графитовый, зажим
6
Фиг. 9.30. Графитовая лодочка с устройством для скалывания образцов
кремния L-образного сечения.
которые имели место при нанесении Ge на GaAs, удалось полу¬
чить однородное легирование с достаточно низкими концентра¬
циями, порядка 1017 см-3.
Курата и Хираи [758] вырастили Ge на Si с применением Ag
в качестве металлического растворителя. Подложка Si была
ориентирована в плоскости (111) и сплав Ag—Ge содержал
40 ат.% Ge. Выращивание происходило в температурном интер¬
вале от 770 до 650 °С в атмосфере Аг — 20% Н2 для улучшения
условий смачивания. При скорости охлаждения 100 град-ч-1 ско-
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
305
|1ость роста составляла 0,4 мм-ч*1. Было найдено, что в выра¬
щенных эпитаксиальных слоях Ge имеется много натяжений и
трещин, вызванных различием между коэффициентами терми¬
ческого расширения Ge и Si.
9.6.3. Выращивание соединений Ащ Ву из раствора
Метод выращивания из раствора оказался особенно важным
при выращивании соединений АщВу для применения в оптиче¬
ских и микроволновых устройствах. Его преимущества заклю¬
чаются в следующем: 1) можно получить очень чистый мате¬
риал, вероятно, благодаря геттерному действию металлического
растворителя, 2) можно контролировать концентрацию примесей
в выращенном слое, 3) легко можно получить смешанные кри¬
сталлы ЛщВу. Указанным методом из GaAs и GaP были полу¬
чены светодиоды с высокой эффективностью.
Канг и Грин [670] применили модификацию метода повора¬
чивающейся печи для выращивания из галлиевого раствора вы¬
сококачественного GaAs на полуизолирующих подложках из
GaAs, легированного хромом. Использовалась графитовая ло¬
дочка, предварительно отожженная в вакууме при 1400 °С. Рас¬
творитель (Ga) насыщался арсенидом галлия при 850 °С и после
поворота печи охлаждался со скоростью 200 град-ч-1 до 400°С.
Были получены монокристаллические слои толщиной 50—
100 мкм с малой разностной концентрацией легирующих приме¬
сей (Nd — NА) ш 1,65 • 1015 см-3 и высокой подвижностью носи¬
телей при комнатной температуре (9300 см2-В-1-с-1). в эпита¬
ксиальных слоях не наблюдалась фотоэмиссия, связанная с глу¬
бокими уровнями дефектов, тогда как в исходном материале
источника имелось два таких пика. Это указывает на заметное
уменьшение числа несовершенств в выращенных слоях. Хэррис
и Снайдер [540], применив подобную систему и используя Ga и
Sn высокой чистоты (99,99999%), получили GaAs, однородно
легированный оловом. Раствор охлаждали от 860 до 500 °С со
скоростью от 6 до 90 град-ч-1. Эпитаксиальные слои были выра¬
щены на плоскостях (111), (ПО) и (100) арсенида галлия. На¬
блюдались большие различия в скоростях охлаждения, требуе¬
мых для того, чтобы избежать нестабильности поверхности и
включения галлия в эпитаксиальный материал. Слои, выращи¬
ваемые на плоскости (111), были наименее чувствительны к не¬
стабильностям условий роста, тогда как в случае выращивания
на плоскости (110) для того, чтобы избежать таких нестабиль¬
ностей, требовалась гораздо меньшая скорость охлаждения, ме¬
нее 8 град-ч-1. Поверхности слоев, выращенных на подложках
с ориентацией (100) со скоростью охлаждения 8 град-ч-1, были
зеркально гладкими и могли быть использованы при изготовле¬
306
ГЛАВА 9
нии устройств без дальнейшей поверхностной обработки. Кон¬
центрацию носителей можно было воспроизводимым образом
менять в пределах от 3-1014 до 5-1016 см-3. При ND — NA =
= 1,3-1015 см-3 подвижность при комнатной температуре состав¬
ляла 7200 см2-В-с-1.
На фиг. 9.31 приведены данные о растворимости GaAs и
GaP в различных металлических растворителях, взятые из ра¬
боты Рубенштейна [1173—1175]. Лоренц и Пилкун [847] приме¬
нили систему выращивания из раствора для наращивания GaP
на GaP с использованием Ga в качестве растворителя. Для по¬
лучения легированных слоев ti- и p-типа использовались соот¬
ветственно Те и Zn. Раствор Ga—GaP нагревался до 1140°С,
заливался на подложку и охлаждался до 700 °С в течение
а
Молярный процент GaP в металлическом растворе
й
Фиг. 9.31. а — зависимое 11. р с тор., .о iaAs or гама р<. , . 174]-
б — зависимость растворимостей GaP от температуры [1173J.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
307
40 мин. Слои наилучшего качества были выращены на хорошо
ориентированных плоскостях (111)В. Авторы пришли к выводу,
что включения Ga находились, вероятно, на ступеньках в раз-
ориентированных кристаллах. Трамбор и др. [1403], применив
такой же метод, получили легированные теллуром слои «-типа
с концентрацией (0,4—1,3) • 1018 см-3 на подложках из р-GaP и
легированные цинком слои p-типа с концентрацией (1—4,5) X
X Ю17 см-3 на подложках из «-GaP. Эффективность инжекцион-
ной люминесценции у этих устройств оказалась выше, чем из¬
меренная прежде (1—5)-10_3.
Саул [1208] исследовал дефектную структуру кристаллов
GaP, выращенных методом жидкостной и газовой эпитаксии.
Он нашел, что у диодов из GaP, изготовленных на бездислока-
ционных подложках, в слое, выращенном жидкостной эпитак¬
сией, нет дислокаций, возникших на границе раздела между
подложкой и выращенным слоем. Это резко отличалось от той
ситуации, которая имела место в слоях, полученных из газовой
фазы. Недавно появились сообщения о диодах из GaP, полу¬
ченных выращиванием из раствора, с внешней эффективностью
инжекционной люминесценции 6% при 300 К; чтобы этого до¬
биться, особое внимание уделялось профилю легирования и со¬
вершенству слоев.
Вудал [1511] применил для выращивания Gai-xAl^As на под¬
ложках из GaAs вертикальную систему выращивания из раство¬
ра, показанную на фиг. 9.32. Там же показана типичная кривая
зависимости температуры от времени. Вся система была изго¬
товлена из кварца, за исключением графитового держателя за¬
травки и тигля из АЬОз. Это было необходимо, поскольку А1
взаимодействует с кварцем даже при температуре 750 °С, вызы¬
вая загрязнение кристаллов примесью кремния. В этой системе
раствор GaAlAs нагревался до заданной температуры, а под¬
ложка погружалась в него в момент времени А (фиг. 9.32,6).
Затем температура раствора повышалась и оставалась такой
в течение нескольких минут для растворения любых слоев, ко¬
торые нарастали на подложке за время погружения, и для трав¬
ления с целью очистки затравки. Затем температура понижа¬
лась со скоростью 0,5 град-мин-1, и при охлаждении происхо¬
дило выращивание. Если нужно было получить р — «-переход,
в точке В добавлялась легирующая примесь другого типа. Тем¬
пература, как и раньше, повышалась, за чем следовало
охлаждение и рост кристалла. Эпитаксиально выращенные слои
были получены на плоскостях (111) и (100). В последнем слу¬
чае скорость роста составляла 0,9 мкм-мин-1 при температурах
между 955 и 850 °С. Молярное содержание алюминия в выра¬
щенном слое менялось от 0,5 до 0,7 в зависимости от состава
Время, мин
6
Фиг. 9.32. Эпитаксиальное выращивание Gai_xAlxAs из раствора Ga + А1.
а—аппаратура для жидкостной эпитаксии системы Ga^^Al^As; б — режим охлаждения
и иагрева при эпитаксиальном выращивании Qaj _^Al^As. А — подложка погружена
в расплав; В — в расплав вводится легирующая примесь или охлаждение продолжается
по штриховой линии; Т* — температура по отношению к температуре вытягивания Т^
71 0=875 °С для Молярного отношения AI/Ga = 0.0013 — 0,0104; ГрО=910 3С для молярного
отношения Al/Ga = 0,013 —0,026 Ц5Н].
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
309
исходного раствора и температуры выращивания и уменьшалось
при удалении от перехода.
Крессел и Ладани [729] получили диоды, выращивая
Al^Gai-sP на подложках из GaP с помощью горизонтальной
системы. Материал «-типа был выращен из раствора в Ga при
легировании алюминием или теллуром. Область р-типа была
получена благодаря диффузии цинка из подложки GaP. Полу¬
ченный в результате эпитаксиального выращивания слой
AIjcGai-xP содержал 25% алюминия, однако оказалось, что
концентрация алюминия уменьшается по мере удаления от под¬
ложки.
Висмут
Кадмий
8 10 12
■Молярный процент сульфида
Висмут
Щ1000
\ 900 0 ~ 2 4 6 8
*'■ Молярный процент селенида
4 8 12 16 20
Молярный процент селенида
Висмут
ДКадмий
0 4 8 12 16 20
Молярный процент теллурида
4 8 /2 16 .20 24
Молярный процент теллурида
Фиг. 9.33. Растворимости в жидкой фазе шести соединений AnByj в вис¬
муте, олове и входящих в них металлах [1176].
310
ГЛАВА 9
Обзор других работ по выращиванию различных соединений
из металлических растворов был опубликован Лужной [858].
9.6.4. Выращивание соединений Ац Byi из растворов
Работа по выращиванию соединений ЛцВух из растворов
была в основном связана с выращиванием кристалла без ис¬
пользования подложки. Рубенштейн [1175, 1176], а также Рубен¬
штейн и Райан [1179] вырастили ZnS, ZnSe, ZnTe, CdS, CdSe и
CdTe из растворов в Bi, Sn, Zn и Cd. Температурная зависи¬
мость растворимости этих соединений в различных растворите¬
лях показана на фиг. 9.33. При выращивании кристаллов этих
соединений из растворов материал и растворитель запаивались
в ампулу с остаточным давлением 10-5 мм рт. ст. Температура
системы повышалась и образовывался насыщенный раствор, на
поверхности которого плавала избыточная твердая фаза. При
наличии разности температур между твердой фазой на поверх¬
ности и дном ампулы происходил рост соединения на более хо¬
лодном дне, в то время как материал из плавающей твердой
фазы поступал в раствор. Разность температур составляла
10—100 °С. Харси и др. [545] вырастили монокристаллы ZnS из
растворов в Ga и In. Сульфид цинка и растворитель запаивались
в откачанной ампуле. После достижения температуры 1180—
1200 °С раствор медленно охлаждался до 400—500 °С со ско¬
ростью 15—20 град-ч-1. За это время на стенках откачанной
трубки вырастали маленькие кристаллы.
Исследования эпитаксиального выращивания соединений
ЛцВу1 из раствора продолжаются, и в ближайшие годы можно
ожидать появления статей на эту тему.
9.6.5. Другие методы выращивания из раствора:
метод движущегося растворителя
и метод «пар — жидкость — твердое тело»
Выращивание из раствора может быть произведено также
методом движущегося растворителя и методом «пар — жид¬
кость — твердое тело». Метод движущегося растворителя был
применен Вайнштейном и др. [1479] для получения резких гете¬
ропереходов GaP—GaAs. На фиг. 9.34 показана схема этого
метода. Вследствие возрастания растворимости GaAs при более
высоких температурах он растворяется на верхней границе раз¬
дела жидкость — твердое тело и осаждается на нижней границе
раздела. С помощью такого метода при АТ — 170 °С и темпера¬
туре нижней границы раздела 650 °С было произведено эпита¬
ксиальное выращивание GaAs на GaP. Переход между мате¬
риалами был резким, поскольку скорость растворения GaP в
Ga при 650 °С гораздо меньше скорости растворения GaAs при
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
311
820°С. Арсенид галлия р-типа был получен путем добавления
Ge в жидкий Ga.
В системе пар — жидкость — твердое тело, впервые исполь¬
зованной Вагнером и Эллисом [1462] для выращивания кремния,
кристалл выращивался из раствора, присутствовавшего в виде
слоя или капель, состоящих из растворителя — золота и веще¬
ства кристалла. Рост кристалла начинался, когда раствор Au
становился перенасыщенным кремнием. Вещество кристалла по¬
давалось в раствор благодаря присутствию подходящей паровой
фазы. При выращивании этим методом кристаллов GaAs и GaP
в качестве растворителя использовался Ga. Эллис и др. [372]
Tlomm тепла.
I I I I I
GaAs
Раство¬
ритель
т
GaAs
Переход
GaP
GaP
Hill
Время'
Фиг. 9.34. Схема выращивания гетероперехода GaP — GaAs методом дви¬
жущегося растворителя [1479].
применили контролируемый метод «пар — жидкость — твердое
тело» для выращивания небольших весьма совершенных кри¬
сталлов GaP на подложках из GaP при температуре около
1000°С.
9.7. Получение гетеропереходов методом сплавления
Монокристаллические переходы между различными полупро¬
водниками могут быть получены методом сплавления. Приме¬
няемые методы сплавления можно разделить на три категории:
сплавление на границе раздела, выплавление из металлического
раствора, сплавление при полном расплавлении одного из мате¬
риалов. В обзорной статье Дейла [305], посвященной сплавным
гетеропереходам, проведено сравнение этих трех методов
(табл. 9.3).
9.7.1. Сплавление на границе раздела
При сплавлении на границе раздела гетеропереход образует¬
ся путем приведения двух полупроводниковых материалов в кон¬
такт друг с другом и нагревания этого «сандвича» таким обра¬
зом, что на границе раздела существует градиент температуры.
312
ГЛАВА 9
Типичная система с применением графитового нагревателя
показана на фиг. 9.35. В этой конструкции материал с более
высокой температурой плавления помещается непосредственно
на полоску нагревателя, так что он находится при более высо¬
кой температуре. Температура полоски повышается до тех пор,
ТАБЛИЦА 9.3
Сравнение методов получения полупроводниковых гетеропереходов
с применением сплавления
Процесс
Преимущества
Недостатки
Сплавление на
границе раздела
Выращивание
из раствора (из
сплава)
Выращивание
из раствора (дви¬
жущийся раство¬
ритель)
Перенос в газо¬
вой фазе — спла¬
вление на границе
раздела
Простое оборудование и
технология. Короткое время
изготовления перехода.
Широкий интервал воз¬
можных гетеропереходных
пар
Простое оборудование и
технология. Низкие тем¬
пературы вплавления.
Широкий интервал воз¬
можных гетеропереходных
пар, включая твердые рас¬
творы
Простое оборудование и
технология. Простая метал¬
лургия. Относительно низ¬
кие температуры изгото¬
вления. Получаются слои
с малыми напряжениями.
Можно получать гетеро¬
переходы большой пло¬
щади
Можно получать гетеро¬
переходы большой пло¬
щади. Относительно малое
время изготовления
Требуются высокие тем¬
пературы. Размеры гетеро¬
переходов ограничены (не¬
сколько квадратных милли¬
метров). В получаемых
переходах в общем имеются
сильные напряжения (в за¬
висимости от компонент).
Ориентация кристаллов
может быть затруднена
Сложные металлургиче¬
ские проблемы. Длительное
время изготовления. Высо¬
кий риск загрязнения быст¬
ро диффундирующими при¬
месями. Ограниченный раз¬
мер гетеропереходов (нес¬
колько квадратных милли¬
метров)
Длительное время изго¬
товления. Высокий риск
перекрестной диффузии.
Ограниченное число совме¬
стимых веществ
Требуются очень высокие
температуры. Технология
и оборудование сложнее,
чем в других процессах.
Ограниченное число подхо¬
дящих материалов. Высо¬
кий риск загрязнения при¬
месями. В настоящее время
обычно получаются сильно
напряженные слои
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
313
пока примыкающий к границе раздела слой полупроводника
с меньшей температурой плавления толщиной 5—20 мкм не
становится жидким.
Чтобы обеспечить смачивание обоих материалов, необходимо
их хорошо очистить, а сплавление проводить в атмосфере водо¬
рода. Как только достигается смачивание и до того, как вся
Фиг. 9.35. Схема получения гетеропереходов при нагреве.
На вставке показаны размещение образцов и их ориентация [955].
пластинка легкоплавкого материала превращается в жидкость,
температура нагревателя уменьшается. Это вызывает рекри¬
сталлизацию расплавленной области и образование гетеропере¬
хода. С помощью такой методики Редикер и др. [1122, 1123],
а также Хинкли и др. [547] вырастили гетеропереходы GaAs—Ge,
GaAs—GaSb, GaAs—InSb, InAs—GaSb. Во всех случаях pe-
кристаллизованный материал оказался монокристаллическим
(судя по картине линий Косселя), хотя несоответствие решеток
составляло 14% между GaAs и InSb и 8% между GaAs и GaSb.
По данным Редикера и др. [1122], плоскости (111) арсенида
галлия и антимонида галлия повернуты на 20° по отношению
друг к другу, чтобы скомпенсировать восьмипроцентное несоот¬
ветствие постоянных решеток.
314
ГЛАВА 9
Редикер и др. [1122] применили электронный микрозонд для
определения химического состава полученных ими гетероперехо¬
дов GaAs—Ge и GaAs—GaSb в области границы раздела. На
фиг. 9.36 показаны типичные результаты анализа при помощи
микрозонда гетероперехода, полученного сплавлением Ge с
GaAs. Видно, что область границы раздела имеет ширину при¬
мерно 4 мкм и что содержание Ge, Ga и As изменяется с рас¬
стоянием не монотонно. Это можно объяснить, предположив,
Граница раздела
\Сппавленг
GaAs эД нал U Ge
1область I
Расстояние, мкм
Фиг. 9.36. Типичные данные анализа гетероперехода GaAs—Ge при помощи
электронного микрозонда.
/ — Ge, 2—Ga, 3 — As.
Линии 100% соответствуют интенсивности линии /( германия от массивного образца Ge
и интенсивности линии Ка мышьяка и галлия от массивного образца GaAs [1122].
что во время цикла сплавления небольшое количество GaAs
растворяется в Ge и что при затвердевании коэффициент сегре¬
гации арсенида галлия оказывается меньше единицы. Посколь¬
ку Ga и As являются легирующими примесями в Ge, a Ge —
легирующая примесь в GaAs, то возможна сложная структура
границы раздела. Мрозковски и др. [955], исследуя полученные
ими гетеропереходы GaAs—Ge с помощью электронного зонда,
обнаружили, что граничный слой между GaAs и Ge представ¬
ляет собой четырехслойную структуру. С другой стороны, иссле¬
дования гетероперехода GaAs—GaSb, выполненные Редикером
и др. [1122], показали, что переход от атомов As к атомам Sb был
резким, бесструктурным и происходил на протяжении 2—3 мкм.
Из вышеизложенного ясно, что любая интерпретация свойств
сплавных гетеропереходов требует осторожности и должна про¬
водиться лишь после тщательного исследования структуры гра¬
ницы раздела.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
315
9.7.2. Сплавление при полном расплавлении одного
из материалов
Метод получения гетеропереходов, подобный описанному
выше, заключается в том, что один из материалов нагревается
до температуры, достаточной для того, чтобы он полностью
расплавился. Расплавленный полупроводник можно получить
либо нагревая твердую таблетку выше температуры плавления,
либо осаждая его из паровой фазы на подложку, температура
которой достаточно высока.
Сирафудзи и Накаяма [1269] получили выпрямляющие пере¬
ходы между GaAs и Ge, расплавляя германиевую таблетку на
травленной поверхности GaAs. Они обнаружили, что для полу¬
чения после охлаждения гладкой границы раздела скорость
охлаждения должна быть меньше 1—3 град-мин-1. Анализ этих
сплавных диодов показал, что они имеют структуру р — i — п,
т. е. граница раздела является сложной.
Томпсон и Реенстра [1390], а также Шьючан и Вей [1263]
изготовили гетеропереходы германий — кремний, вплавляя Ge
в Si. В системе Томпсона и Реенстры приспособление для вплав-
ления состояло из двух полосок нагревателя, разделенных квар¬
цевой прокладкой. На нижней полоске находилась подложка из
Si, поверх которой помещался Ge. Использовался температур¬
ный цикл, изображенный на фиг. 9.37, где указаны также скоро¬
сти нагревания и охлаждения. При температуре выше. 900 °С
между двумя нагревателями поддерживалась разность темпера¬
тур 20 °С. В различных процессах время выдержки при темпера¬
туре вплавления и скорость охлаждения в процессе рекристал¬
лизации менялись. Измерения на полученных таким образом
п — /г-переходах показали, что в переходной области, представ¬
лявшей собой сплав Ge—Si, имелся слой р-типа. Толщина этого
слоя составляла 3—7 мкм и возрастала с увеличением времени
взаимодиффузии и уменьшением скорости рекристаллизации.
Авторы пришли к заключению, что слой р-типа обусловлен
энергетическими уровнями, которые связаны с дислокациями
в области сплава, обусловленными четырехпроцентным несоот¬
ветствием постоянных решеток.
Шьючан и Вей для получения гетероперехода помещали
маленький кусок Ge на подложку из Si, которая находилась на
полоске нагревателя. Использованный ими цикл сплавления
состоял из резкого нагрева до температуры между 950 и 1200 °С
в течение 3—15 с с последующим резким охлаждением. Малые
времена сплавления применялись для того, чтобы получить рез¬
кие переходы с минимальной перекрестной диффузией. Измере¬
ния, выполненные на полученном таким образом переходе, по¬
казали, что он имеет толщину 10 мкм и включает резкую
316
ГЛАВА 9
переходную область между Si и Ge толщиной 1 мкм, представ¬
ляющую собой рекристаллизованный слой. На основании элек¬
трических измерений авторы пришли к заключению, что на гра¬
нице раздела имеется большая плотность дислокаций, благодаря
чему возникают туннельные токи через состояния дефектов.
Браунсон [183, 184] изготовил гетеропереходы германий —
кремний, осаждая Ge из GeCl4 на подложки из Si, находящиеся
1000
800
600
!
| 400
гоо
о
Фиг.9.37. Типичный температурный цикл при вплавлении германия в кремний.
Л—10 °С-с-1; Б— 1 В —2 °С-с-1 (1390].
значительно выше точки плавления Ge. Начальная стадия вы¬
ращивания проводилась на кремниевой подложке, находящейся
при температуре 1100 °С, чтобы получить поверхность, свобод¬
ную от окисла. После выдержки в течение 60 с при 1100°С тем¬
пература уменьшалась до 970 °С в течение 180 с. Затем приток
галогенида германия прекращался, и по мере охлаждения си¬
стемы происходила рекристаллизация на поверхности Si жид¬
кого сплава GeSi. Рекристаллизованный сплав Geor7sSio,25 был
монокристаллическим, но в нем имелись сильные напряжения.
Несоответствие постоянных решетки и термических коэффициен¬
тов между сплавом и подложкой приводило к растрескиванию
толстых слоев; при этом удавалось получить только слои с низ¬
ким удельным сопротивлением. Такие переходы обладали пло¬
хими обратными ветвями вольтамперных характеристик, что
Время
сплавления
Температура
„
сплавления
- Температура плавления
Гг~~А
<^~^германия
_ 1 Время
1 взаимодиффузии
J
Скорость
рекристаллизации
Г
-I
Время, произв. ед.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
317
было связано, вероятно, с несовершенством структуры области
вблизи границы раздела.
Кодера и др. [708] описали метод получения гетеропереходов
между полупроводниковыми соединениями с использованием
сплавления и реакции замещения. В этом методе вплавляемый
материал А помещался на пластину полупроводникового соеди¬
нения ВС и вся конструкция нагревалась до определенной тем¬
пературы, чтобы получалась расплавленная смесь веществ А и
ВС. Если при этой температуре энергия образования полупро¬
водникового соединения АС меньше, чем для ВС, то в резуль¬
тате реакции замещения будет образовываться соединение АС,
которое при охлаждении кристаллизуется на подложке ВС, при¬
водя к созданию гетероперехода между двумя полупроводнико¬
выми соединениями АС и ВС. Необходимые условия для
получения гетеропереходов таким методом заключаются в сле¬
дующем: 1) при температуре вплавления энергия образования
соединения АС должна быть меньше, чем у ВС, 2) вплавляемый
материал А и материал подложки ВС должны образовывать
жидкий сплав при температуре ниже точки плавления соедине¬
ния ВС. Таким условиям удовлетворяют комбинации Al—GaP,
Al—GaAs, Al—GaSb и Cd—HgSe, с помощью которых можно
получить гетеропереходы А1Р—GaP, AlAs—GaAs, AlSb—GaSb
и CdSe—HgSe соответственно. Заменяя материал А соедине¬
нием AD, можно получить трехслойную структуру. При охла¬
ждении можно осуществить последовательную кристаллизацию
слоев АС и BD на подложке ВС.
Как двух-, так и трехслойные структуры были получены
экспериментально путем вплавления в GaAs соответственно А1
и AlSb. В первом случае вплавление А1 проводилось при 900°С
в потоке Нг, а в последнем сплавление AlSb и GaAs осущест¬
влялось в запаянной кварцевой ампуле при 1150°С. В резуль¬
тате этих процессов были получены гетеропереходы AlAs—GaAs
и GaSb—AlAs—GaAs.
9.7.3. Вплавление из металлического раствора
В этом методе легкоплавкий сплав металла с полупроводни¬
ком, который нужно вырастить, нагревается в контакте с полу¬
проводниковой подложкой. Обычно применяются сплавы с точ¬
кой плавления ниже 600°С во избежание эффектов диффузии
между подложкой и выращиваемым материалом. Процесс очень
похож на выращивание из раствора (см. разд. 9.6), но размеры
таблетки или шарика сплава гораздо меньше, чем подложки.
Дидрих и йоттен [334] применили различные сплавы индия,
олова, висмута, алюминия, золота и кремния для получения
широкозонного кремниевого эмиттера на Ge. Во многих случаях
ТАБЛИЦА 9.4
Сплавы, используемые при выращивании из растворов гетеропереходов между арсенидом галлия
и твердыми растворами1)
N°
п/п
Состав сплава, %
Минимальная
температура
предвари*
тельного
смачивания *),
°с
Слой, выращиваемый
из раствора
Приблизительный состав
слоя, выращенного
из раствора
Примечания
1
90Вi, lOGaSb
350
GaSbxAsi—j
Содержание мышьяка
Хорошие диодные ха¬
2
80Вi, 20GaSb
350
GaSb*Asi—*
зависит от температуры
вплавления; х обычно
составляет 0,9, если
вплавление произво¬
дится при 500—600 °С
рактеристики. Фоточув¬
ствительность
3
90Вi, lOInAs
350
Ga*In,_*As
х обычно порядка 0,5
Плохие диодные ха¬
4
80Bi, 20 InAs
350
Ga^In^As
при температурах впла¬
вления 550—600 °С
рактеристики. Состав
сплава 4 стабильнее,
чем сплава 3
5
90Bi, 5 InAs, 5Mn
400
GaxIni_xAs—Mn2As
х обычно порядка 0,5
Предполагается, что
6
85Bi, 10 InAs, 5Mn
400
GaxIni_*As—Mn2As
при температурах впла¬
вления 550—600°С
на границе раздела
имеется двухслойная
структура. Хорошие ди¬
одные характеристики,
фоточувствительность
7
75Bi, 15 InAs, lOMn
450
Ga^Ini-^As—Mn2As
х порядка 0,05
Пограничный слой
толщиной до 50 мкм
включает Mn2As толщи¬
ной 0,25 мкм. Хорошие
диодные характеристики.
Фоточувствительность
См. работу [307[.
г) Минимальной температурой предварительного смачивания считается минимальная температура, при которой сплав будет
«смачивать» поверхность затравки из арсенида галлия.
ГЛАВА 9
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
319
характеристики переходов оказывались очень плохими вслед¬
ствие несовершенств кристаллической решетки, трещин и пло¬
хой рекристаллизации. В особенности это относилось к сплавам
Au—Si, Al—Si, Zn—Si и Au—Ge—Si. Сплавы с Bi были мало
полезны из-за малой глубины проникновения, а сплавы с Sn
давали плохие электрические характеристики. Наилучшие тран¬
зисторы получались в том случае, когда в качестве одной из
компонент сплава использовался индий; при помощи сплавов
In—Si, In—Ge—Si и In—Au—Si(Ga) были получены эмиттер-
ные переходы и транзисторы хорошего качества. Поскольку из¬
мерения состава рекристаллизованной области не проводились,
то не ясно, какого типа переходы при этом получались.
Недавно Дейл и йош [307] использовали сплавы на основе
Bi, содержащие различные количества GaSb, InAs и Мп, для
выращивания методом вплавления эпитаксиальных слоев раз¬
личного состава на подложках из л-GaAs. В их работе таблетки
сплава вначале расплавлялись на GaAs, после чего вплавлялись
в откачанных кварцевых трубах при 500—600 °С в течение 30—
120 мин. Затем производилось медленное охлаждение в течение
1—8 ч, чтобы предотвратить растрескивание выращенных слоев.
Итоги их работы представлены в табл. 9.4. Металлографическое
исследование и анализ с помощью микрозонда слоев, рекристал-
лизованных из сплавов Bi—GaSb и Bi—InAs, показали, что эти
слои представляли собой твердые растворы GaSbxAsi-* или
GaxIni_xAs, которые создавали на границе с GaAs резкие моно-
кристаллические р — /г-гетеропереходы. Подобные исследования
переходов, полученных из сплавов, содержащих Мп, показали,
что имеются два четко различающихся рекристаллизованных
слоя. Предполагалось, что первый, примыкающий к GaAs слой
толщиной около 0,5 мкм представляет собой твердый раствор
GaxIni_xAs; обнаружено, что второй слой состоит из Mn2As. Та¬
ким образом, последовательно с полупроводниковым гетеропере¬
ходом имеется, по-видимому, переход металл — полупроводник.
9.8. Техника измерений
9.8.1. Методы выявления скрытых гомопереходов
При изготовлении гетеропереходов необходимо выяснить, не
существует ли паразитного гомоперехода вблизи металлургиче¬
ской границы раздела между двумя полупроводниками, обра¬
зующими гетеропереход. Например, в случае гетероперехода
п — р GaAs—Ge такой паразитный гомопереход может воз¬
никнуть в Ge, поскольку в аппаратуре для эпитаксиального вы¬
ращивания имеется As. При изготовлении транзисторов п—р—п
GaAs—Ge—Ge уровень легирования базы p-типа выбирался
320
ГЛАВА 9
очень высоким, а режим работы аппаратуры для эпитаксиаль¬
ного выращивания подбирался таким образом, чтобы исключить
образование паразитного гомоперехода.
Чтобы выяснить, существует ли нежелательный переход в
Ge вблизи поверхности GaAs, был проведен ряд экспериментов.
Фиг. 9.38. Зависимость фото-э.д с., измеренной между фиксированным и дви¬
жущимся зондами, от положения последнего при его движении через область
Положение зонда, указанное по оси абсцисс, точно соответствует его положению на
наклонном шлифе, изображенном в верхней части фигуры. Горизонтальное смещение
10 мкм соответствует вертикальному перемещению 0,1 мкм в глубь базы [629].
Основной эксперимент заключался в том, что образец, сошли-
фованный под малым углом (1 : 100), приводился в контакт с
двумя вольфрамовыми зондами, один из которых (неподвиж¬
ный) находился на объемной области коллектора из л-Ge,
а второй мог перемещаться вдоль поверхности коллектора
(л-Ge), базы (р-Ge) и эмиттера (л-GaAs). На образец фокуси¬
ровался свет от лампочки из микроскопа, и величина фото-э.д. с.
между зондами регистрировалась в зависимости от положения
Свет
} I } } } } } }
Ам А л
Фиксированный.
зонд
Коллектор, л-Ge
ютная концентрация в р- Ge
\
77-GaAs
Р-Ge, [п-
п-Ge
О
ЮОмкм ZOOmkm
Положение, подвижного зонда
базы.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
321
движущегося зонда. На фиг. 9.38 показана геометрия образца
с зондами и две типичные кривые. По оси ординат представлена
измеряемая фото-э. д. с. На оси абсцисс показано положение
движущегося зонда таким образом, что оно в точности соответ¬
ствует положению зонда на сошлифованном образце, изображен¬
ном над кривыми. Кривая, соответствующая поверхностной кон¬
центрации 5• 1018 см-3, типична для устройств, у которых поверх¬
ностная концентрация акцепторов в базовой области германия
равна 5-1018 см-3 или больше (до 5• 1019 см-3). В этом случае
ТАБЛИЦА 9.5
Травители и их действие на полупроводники ‘)
Полу¬
провод¬
ник
T равитель
HC1
H2SO,
HNO3
«•белый
трави¬
тель;» 2)
броми¬
стый
мета-
иол 8)
NaOCI <)
■NaOH5)
нго2
хромо¬
вая
кис¬
лота
другие
трави¬
тели
Ge
N
N
S
V
N
s
M
S
N
Si
N
N
N
V
N
N
M 6)
N
N
SiC
N
N
N
N
N
N
N
N
N
GaAs
S, N
S
S, N
V
S, M
S
S
N
N
GaN
N
N
N
N
N
N
S6)
N
N
GaP
N
N
N
S
S
s7)
N
N
N
GaSb
N 7)
N
V
V
M
s
N
N
S
M 8)
InAs
M 9)
N
M
M
M
N
N
N
S
M 10)
InP
V, M
N
N
N
M
N
S
N
N
InSb
N"),37)
N
V
V
M
N
N
N
N
M 12)
CdS
M
N
V
S
s
N
N
N
S
CdSe
s9-13)
N
V
V
M
N
N
N
S13)
M Ч)
ZnS
s
N
N
N
s
N
N
N
S7)
ZnSe
s7)
N
M 13)
M
V
S"),M7)
M 7)
V
S7)
ZnTe
S9)
N
M I3)
V
M
N
V
N
s
I) Все растворы взяты при комнатной температуре и являются концентрирован¬
ными (если нет специальных примечаний). Обозначения: V — сильное травление;
Л1 — умеренное травление; 5 — слабое травление; N — травление отсутствует.
2) I HF : 4 HN03.
8) Примерно 5% Вг,
*) 30% NaOCl.
6) Примерно 20% NaOH, температура 40—50 °С, если нет других указаний.
•50% NaOH, температура 90—100 °С.
7) Температура 90—100 °С.
•) Травитель 1HF:2HN03: 1СН3СООН.
•) 20-100 °С.
»•) Травнтель IHF : 5HN03; 1СНаСООН.
II) 20 °С.
|2) Траэитель 2HF : 1HN03: 1СН3СООН.
18) Иногда образуется поверхностный слой, препятствующий тразленйю.
1<) Травитель (12К2Сг207 (насыщенный раствор): 4H2SO<] + (ЗНС1) при комнатной
температуре. Промывка: lNa2S20< : !Na0H:3H20 при 85 °С.
11 Зак. 285
322
ГЛАВА 3
фото-э. д. с. возрастает при движении зонда через обедненный
слой коллектора. Затем фото-э. д. с. остается почти постоянной
вплоть до границы раздела Ge—GaAs и непосредственно за ней.
На кривых, соответствующих поверхностной концентрации акцеп¬
торов в базовой области Ge 5-1017 см-3, наблюдалось заметное
уменьшение фото-э. д. с. по мере приближения к границе раздела
Ge—GaAs. Это уменьшение связано с паразитным гомоперехо¬
дом, возникающим при слишком малом уровне легирования
p-Ge. Было установлено также, что даже однородное легирова¬
ние затравок из p-Ge при концентрации носителей 7-1018 см~3
недостаточно для предотвращения образования паразитного пе¬
рехода и что для этого требуется специальный выбор режима
установки для выращивания.
Отсутствие паразитного гомоперехода и сопутствующего по¬
верхностного слоя n-Ge было подтверждено также измерениями
разности потенциалов между внутренней областью базы из p-Ge
и поверхностью германия, примыкающей к GaAs, в условиях,
когда через переход пропускается ток. Чтобы получить доступ
к поверхности германия, арсенид галлия был частично стравлен
с Ge при помощи раствора метанола с 1% Вг. Этот травитель
легко удаляет GaAs, обнажая поверхность Ge, но не растворяет
Ge. Травители, которые быстро растворяют один полупроводник,
не оказывая заметного действия на другой, полезны при изуче¬
нии гетеропереходов. В табл. 9.5 приведен перечень травителей
с указанием их действия на полупроводники, которые мы иссле¬
довали в ходе нашей работы над гетеропереходами.
9.8.2. Исследования с помощью
электронного микрозонда
Электронный микрозонд можно использовать для анализа
состава в области перехода или с помощью картин линий Кос-
селя для определения кристаллического совершенства слоя. При
использовании в качестве анализатора электронный пучок фо¬
кусируется на поверхности в пятно размером 1 мкм. Энергия
электронов выбирается такой, что в точке попадания пучка воз¬
никает характеристическое рентгеновское излучение. Испускае¬
мые рентгеновские лучи анализируются по длинам волн и интен¬
сивности и сравниваются с известными стандартами. Из таких
измерений можно определить процентное содержание различных
элементов в объеме, который взаимодействует с электронным
пучком. Редикер и др. [1122] применили этот метод для опреде¬
ления концентраций Ge, Ga и As в сплавном переходе Ge—GaAs
(фиг. 9.36). Подобно этому, Эвинг и Смит [382] использовали
такой анализ для определения состава эпитаксиальных слоев
Ga(AsP), выращенных на GaAs.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
323
При определении кристаллической структуры с помощью
картины линий Косселя используется дифракция рентгеновских
лучей. Ретгеновские лучи, генерируемые в точке попадания пуч¬
ка, расходятся во всех направлениях, как из точечного источ¬
ника. При выполнении условий Лауэ наблюдаются дифракцион¬
ные максимумы, образующие серию конусов. Линии пересечения
этих конусов с поверхностью фотопластинки образуют полную
картину «самодифракции» кристалла и называются линиями
Косселя. Эти картины содержат информацию о кристаллической
структуре и размерах элементарной ячейки исследуемого кри¬
сталла. Детальное описание механизма дифракции Косселя
содержится в работах Лонсдейла [844] и Ханнемана и др.
[532].
Мрозковски и др. [955] использовали анализ картины линий
Косселя при исследовании металлургических свойств гетеропе¬
реходов Ge—GaAs. Они получили эти картины для различных
точек перехода и наложили их друг на друга, чтобы выяснить,
идентичны ли ориентации области перехода и подложки. На
основании своей работы они пришли к заключению, что одно¬
значная картина может быть получена на слое толщиной не
менее 10 мкм. Хайзе [558] провел прецизионные измерения по¬
стоянной решетки с помощью метода линий Косселя.
9.8.3. Рентгенографические исследования
Для исследования кристаллографической ориентации и мо¬
нокристалличности структуры эпитаксиальных слоев обычно
используется метод обратной съемки (метод заднего отраже¬
ния) по Лауэ. Пучок рентгеновских лучей с непрерывным спект¬
ром направляют на исследуемый кристалл. Дифракция имеет
место только для некоторых дискретных значений длин волн,
для которых расстояние между параллельными плоскостями
кристалла d. и углом падения 0 удовлетворяет закону Брэгга.
Дифракционные пучки, соответствующие разным длинам волн,
дают характерную картину на пленке, помещенной между источ¬
ником рентгеновских лучей и кристаллом. Обычно из этой кар¬
тины определяют ориентацию образца и устанавливают, являет¬
ся ли он монокристаллом. Райбен и др. [1138] применили этот
метод для того, чтобы подтвердить монокристаллическую при¬
роду эпитаксиальных слоев Ge на GaAs и Si. Исследования
структур Ge/GaAs показали, что в пленке Ge или в подложке
из GaAs не имеется искажений. Однако лауэграммы структур
Ge/Si указали на значительные искажения, проявлявшиеся в
виде удлиненных рефлексов, как это ранее сообщалось Рутом
и др. [1187]. По мнению последних авторов, искажения связаны.
П*
324
ГЛАВА 9
с несоответствием решеток Ge и Si, однако такие искажения не
были обнаружены ни в других гетеропереходных парах со
столь же большим несоответствием решеток (InP—GaAs и
InAs—GaAs), ни в слоях Ge с высокой плотностью дислокаций,
выращенных на любых подложках из Ge или GaAs. Кроме того,
было обнаружено, что на лауэграммах, снятых при 350 °С, часть
искажений пропадает; отсюда можно заключить, что эти иска¬
жения связаны с более сильным сжатием выращенных герма¬
ниевых слоев при охлаждении из-за различия в коэффициентах
термического расширения.
Мозаичная структура рефлексов считается связанной с отра¬
жениями от различных слегка разориентированных плоскостей,
Фиг. 9.39. Кристалл (или поликристаллический образец), смонтированный
на гониометре для снятия фотографий по методу Берга — Баррета [123].
разделенных трещинами. Это было подтверждено дальнейшими
экспериментами, в которых диаметр пучка рентгеновских лучей
был увеличен и мозаичная структура рефлексов стала более явно
выраженной.
При исследовании тонких эпитаксиальных слоев необходимо
следить, чтобы слой имел достаточную толщину; это необходимо
для того, чтобы наблюдаемая дифракция была обусловлена вы¬
ращенным слоем, а не подложкой. Медный анод в отличие от
вольфрамового дает излучение с большими длинами волн, кото¬
рое обладает меньшей глубиной проникновения, поэтому такой
анод часто используют при исследовании тонких слоев.
Отражательная рентгеновская топография может быть ис¬
пользована для неразрушающего контроля качества кристалла
и выявления несовершенств кристаллической структуры. Баррет
и Массальский [123] описали применение отражательной геомет¬
рии Берга — Баррета, показанной на фиг. 9.39 для получения
топограмм. В этой системе Ад-излучение отражается от иссле¬
дуемого кристалла на мелкозернистую фотопленку. Интенсив¬
ность отраженного излучения зависит от кристаллической струк¬
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
325
туры, так что на пленке могут быть видны области двойникова-
ния, дислокации и т. д.
Краузе и Тиг [726], а также Мейеран [910] использовали этот
метод для наблюдения на границе раздела GaAs—Ge дислока¬
ций, которые они считали дислокациями несоответствия, возни¬
кающими вследствие различия постоянных решетки. Холлоуэй и
Бобб [580], а также Лайт и др. [825] наблюдали пластическую
деформацию в слоях Ge, выращенных на GaAs, и скольжения
в плоскостях (111). Они пришли к заключению, что причиной
напряжения является различие между коэффициентами терми¬
ческого расширения- Ge и GaAs. Лайт и др. обнаружили, что
Источник
рентгеновских
лучей
Фиг. 9.40. Схема двухкристального спектрометра для снятия кривых качания.
в образцах, полученных при 350 °С, но нагретых до 500°С, сколь¬
жение происходило только в двух плоскостях (111). В Ge, оса¬
жденном при 600°С, они наблюдали скольжение во всех четырех
плоскостях (111) при охлаждении образца до комнатной темпе¬
ратуры. В серии работ Бобба и др. [156—158], а также Холлоуэя
и др. [583] описано применение метода кривых качания для
определения кристаллического совершенства эпитаксиальных
слоев. В их работе использовался двухкристальный дифракто¬
метр, схематически показанный на фиг. 9.40. Си/(а-излучение
вначале испытывало дифракцию на кристалле сравнения R, и
компонента а2 устранялась с помощью щели. Второй кристалл
W представлял собой образец, полученный эпитаксиальным вы¬
ращиванием. Он был смонтирован на эксцентрическом гонио¬
метре, дуга которого была расположена таким образом, что
вращение образца не меняло положение точки пересечения пуч¬
ка с поверхностью. Для изменения угла g образец поворачивал¬
ся вокруг оси, лежащей в отражающих плоскостях. Интенсив¬
ность детектируемого пучка достигала максимума при опреде¬
ленном угле и быстро убывала по обе стороны от него. Ширина
кривой качания служила мерой совершенства выращенного слоя.
\ / Детектор
у . s' рентгеновских
/ус s' лУче“
326
ГЛАВА 9
Указанные авторы нашли, что для лучших слоев GaAs, выра¬
щенных на подложках из GaAs и Ge, кривые качания были
подобны кривым для массивных кристаллов хорошего качества.
Оказалось, что степень совершенства выращенных слоев сильно
зависит от примененного способа подготовки поверхности как
для слоев GaAs, выращенных на GaAs и Ge, так и для слоев Ge
и InSb на InSb. Кривые, полученные на кристаллах с высокой
плотностью дислокаций, были также уширены.
9.8.4. Дифракция электронов
Дифракция электронов была использована Мюллером [956]
и Холлоуэем и др. [582] для исследования структуры пленок из
GaAs, выращенных на Ge. В их системе пучок электронов, уско¬
ренный .высокой разностью потенциалов, падает на излучаемый
образец. Картина дифракции электронов регистрируется на
соответствующим образом расположенной фотопленке. Опыт
проводится в высоком вакууме, так что электроны не откло¬
няются атомами газа. Глубина проникновения электронов зави¬
сит от ускоряющего напряжения, которое меняется от 50 В до
100 кВ, и свойств материала. При низких напряжениях (50—
1000 В) мы имеем дело с дифракцией медленных электронов,
при помощи которой можно исследовать отдельные атомные
слои. При более высоких напряжениях дифракция происходит
в области глубиной до нескольких сот ангстрем. Поскольку ис¬
следуется лишь материал вблизи поверхности, чистота и способ
подготовки поверхности играют особую роль. Загрязнения, свя¬
занные с вакуумной замазкой, а также примеси, окислы и т. д.
могут сильно изменить наблюдаемую дифракционную кар¬
тину.
Мюллер [956] исследовал пленки GaAs, нанесенные на Ge
методом быстрого (дискретного) испарения, а Холлоуэй и др.
[582] — пленки GaAs, выращенные на Ge с использованием НС1.
Картины дифракции электронов показали, что в слоях, выра¬
щенных при низких температурах, имелись дефекты упаковки и
двойникование. Мюллер нашел, что двойникование отсутствует
в слоях, полученных на плоскостях (111) и (100) при 600°С,
а Холлоуэй и др. обнаружили, что температура Т, при которой
получались слои без двойников, зависела от ориентации сле¬
дующим образом: Г(001) < Т'(ПО) < 7^(111).
Наблюдение оже-электронов, эмиттируемых с поверхности
под действием падающего пучка электронов, представляет со¬
бой чувствительный метод исследования поверхности материала.
В работах Хэрриса [542] и Чанга [213] содержится описание
Изготовление гетеропереходов
327
этого метода и принципов его использования для исследования
загрязнений на поверхности. Поскольку энергия падающих элек¬
тронов меньше 1—2 кэВ, их средняя длина свободного пробега
весьма мала и результаты очень чувствительны к свойствам
поверхности. Чанг [212] исследовал поверхности Si и обнаружил
02 и С в столь малых концентрациях, как 5-1012 и 2• 1013 см-3
соответственно.
Тейлор [1375] использовал измерения оже-электронов при
исследовании выхода фотоэмиссии катодов GaAs—О—Cs. Он
установил, что имеется линейное соотношение между уменьше¬
нием выхода и увеличением загрязнения углеродом.
9.9. Омические контакты с полупроводниками
При исследовании характеристик полупроводниковых
устройств чрезвычайно большую роль играют контакты полу¬
проводника с металлическими частями схемы. Обычно жела¬
тельно, чтобы этот контакт был омическим. В принципе это
означает, что на контакте не происходит инжекции и имеется
линейная зависимость тока от напряжения при любой поляр¬
ности. На практике контакт считают омическим, если падение
напряжения на нем при любой полярности много меньше напря¬
жения на устройстве и, следовательно, существенно не влияет
на его характеристики. Поэтому при малом падении напряже¬
ния на контакте фактическая линейность вольтамперной харак¬
теристики контакта не существенна.
Имеются три основных пути получения омических контактов:
1) выбор металла с таким положением уровня Ферми, что
барьер для термически возбуждаемых токов мал; 2) сильное ле¬
гирование полупроводника вблизи перехода, так что ток может
течь благодаря квантовомеханическому туннелированию через
барьер; 3) введение многочисленных центров рекомбинации
в область полупроводника, примыкающую к границе раз¬
дела.
Исследования гетеропереходов охватывают проблему кон¬
тактов, поскольку многие структуры включают в себя полупро¬
водники, для которых проблема технологии контактов не была
изучена так обстоятельно, как для Si и Ge. В данном разделе
рассматриваются различные методы изготовления контактов,
например вплавление, электролитическое осаждение, напыление,
а также обсуждаются связанные с этим проблемы. Для удобства
пользования литературой приведен список различных материа¬
лов, дающих, согласно опубликованным данным, омические кон*
такты с определенными полупроводниками.
328
ГЛАВА в
9.9.1. Основные принципы получения
омических контактов
Если металл приведен в плотный контакт с полупроводни¬
ком, то в принципе тип возникающего электрического барьера
зависит от разности работ выхода металла (<j>m) и полупровод¬
ника (ф8)•
Предполагаемые диаграммы энергетических зон контактов
металлов с полупроводниками п- и p-типа изображены на
фиг. 6.1 и 6.2. Как видно из фиг. 6.1, для того, чтобы контакт
металла с полупроводником n-типа был омическим, величина фт
должна быть меньше фв, а при фт > 0S высота барьера линейно
возрастает с увеличением разности работ выхода. Наоборот, для
получения омического контакта между металлом и полупровод¬
ником p-типа величина фт должна быть больше, чем ф&, как это
показано на фиг. 6.2.
Однако на практике в случае ковалентных полупроводников,
таких, как Ge, Si и GaAs, наблюдаемые энергии барьеров не
соответствуют этой простой модели. Высота барьера остается,
по-видимому, почти одинаковой для всех металлов вследствие
влияния поверхностных состояний, которые прежде не были
учтены. У полупроводников с большой долей ионной связи, на¬
пример ZnS, высота барьера зависит от работы выхода (или
электроотрицательности) металла и полупроводника. Изменение
высоты барьера в зависимости от электроотрицательности
металла для двух типов полупроводников иллюстрируется
фиг. 6.7.
Вследствие влияния состояний на границе раздела омические
контакты с большинством полупроводников нельзя получить на
основе соответствующего подбора работ выхода. Поэтому при¬
меняемая технология заключается в создании области очень
сильно легированного полупроводника между металлом и объе¬
мом полупроводника. Эта сильно легированная область имеет
тот же тип проводимости, что и полупроводник, контакт с кото¬
рым требуется изготовить; таким образом, образуется омическая
структура п+ — п или р* — р. Между металлом и сильно легиро¬
ванной поверхностной областью полупроводника существует
барьер, но поскольку поверхностная область сильно легирована,
то обедненный слой вблизи барьера достаточно тонок, так что
может иметь место квантовомеханическое туннелирование. Та¬
ким образом, барьер становится прозрачным, и для пропускания
тока через контакт требуется очень малое падение напряжения.
Сильно легированную область обычно получают вплавлением
или диффузией соответствующей примеси или созданием полу¬
проводникового соединения. Хотя этот метод хорошо оправдал
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
329
себя в случае Ge, Si и GaAs, во многих широкозонных полупро¬
водниках требуемое сильное легирование трудно осуществить
вследствие имеющейся в них тенденции компенсировать внедре¬
ние чужеродных атомов образованием собственных дефектов,
дающих проводимость противоположного типа.
Третий принцип, который можно использовать для создания
омических контактов, заключается в введении достаточного числа
рекомбинационных центров в область на границе раздела ме¬
талл — полупроводник, так что на всей границе раздела дости¬
гается термодинамическое равновесие. Этот рекомбинационный,
или нарушенный, слой может быть связан с повреждениями или
с напряжениями на поверхности, создаваемыми обработкой пе¬
скоструйным аппаратом или шлифовкой, или с введенными при¬
месями, являющимися эффективными центрами рекомбинации.
Электролитическое осаждение почти любого металла на такую
поврежденную поверхность приведет к созданию подходящего
контакта, а процесс вплавления сам по себе может вызвать на¬
пряжения или ввести центры рекомбинации.
9.9.2. Технологические методы получения
омических контактов
Методы получения омических контактов с полупроводниками
можно разделить на пять широких категорий: 1) вплавление,
2) рекристаллизация из жидкой фазы, 3) электролитическое
осаждение, 4) напыление и 5) соединение методом термоком¬
прессии или с помощью ультразвука. В пределах каждой кате¬
гории возникает множество вариаций, поскольку у каждого
исследователя имеется свой собственный рецепт получения хоро¬
шего контакта.
Процесс получения контактов вплавлением подобен описан¬
ному применительно к получению гетеропереходов в разд. 9.7.
Небольшой металлический шарик или тонкий слой металла на¬
гревается до температуры, при которой в нем растворяется
небольшое количество полупроводника. Система охлаждается, и
полупроводник рекристаллизуется; при этом в него входят
некоторое количество атомов металла и любые легирующие при¬
меси, имевшиеся в металле. Обычно при такой технологии вве¬
дение металла или примеси из металла создает сильно легиро¬
ванный слой того же типа проводимости, что и объем полупро¬
водника, с которым нужно изготовить контакт (п+ на п, р+ на р).
Однако при изготовлении контактов со многими широкозонными
полупроводниками возникают трудности, связанные с тем, что
330
ГЛАВА в
такие полупроводники не могут быть достаточно сильно легиро¬
ваны.
Особенно большую роль при создании контактов играет сма¬
чивание полупроводника металлом. Этот вопрос детально рас¬
смотрен применительно к А1 и Si Чунгом [236], а в общем
плане — Цеттлемойером [1549]. Для получения смачивания и
хорошего контакта металл и полупроводник должны быть чи¬
стыми. При вплавлении часто применяется флюс для удаления
остаточной поверхностной пленки и улучшения смачивания
[1236].
Йеп и Арчер [1532], а также Арчер [84] измерили толщину
поверхностной пленки на Si, GaAs и ZnSe после обработки раз¬
личными травителями, применяемыми для окончательной под¬
готовки поверхности. Полученные ими значения толщины ме¬
няются в пределах 9—340 А. Следует также уделять внимание
различию в величинах коэффициентов термического расширения
полупроводника и материала контакта, чтобы при охлаждении
от температуры вплавления до комнатной температуры в полу¬
проводнике не возникали остаточные напряжения. Коэффициен¬
ты термического расширения материалов должны мало разли¬
чаться или же материал контакта должен обладать достаточ¬
ной текучестью, чтобы не сказывалось различие коэффициентов
расширения.
Рекристаллизация из жидкой фазы, обсуждаемая в разд. 9.6,
применяется для выращивания сильно легированного слоя на
подобным образом легированной подложке из того же материа¬
ла (п+ на п или р+ на р). Этот способ был недавно использован
для получения омических контактов с GaAs в устройствах, в ко¬
торых используется эффект Ганна [541].
Контакты с полупроводниками можно изготовить также не¬
сколькими различными методами нанесения, например электро¬
литическим осаждением, осаждением с замещением или химиче¬
ским осаждением.
Обзор процессов нанесения металлов на полупроводники вы¬
полнен Хиллегасом и Шнабле [570]. Желательно, чтобы перед
нанесением металла поверхность полупроводника была очищена
и относительно свободна от кислорода. Нанесенный металл либо
служит припоем для присоединения проводов, либо соединяется
с другим металлом при помощи пайки, термокомпрессии или
ультразвука. При электролитическом осаждении пропускание
тока между электродами вызывает восстановление соли и выде¬
ление на катоде нужного металла. Поскольку полупроводники
обладают большим удельным сопротивлением, чем металлы, не¬
обходимо принять меры для обеспечения однородности тока,
а следовательно, и однородности осаждаемого слоя. Электроли¬
тическое осаждение детально обсуждается в работах Блума и
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
331
Хогабума [155] и Ловенхейма [851]. В осаждении с замещением
полупроводник, на который должен быть нанесен металл, окис¬
ляется; при этом удаляется слой полупроводника, равный по
толщине наносимому слою металла. Процесс прекращают, когда
полупроводник покрыт металлом; таким методом наносится
очень тонкий слой. Его толщину можно увеличить последующим
электролитическим осаждением.
Другим способом нанесения металла, широко применяемым
для получения контактов на полупроводниках, является химиче¬
ское осаждение. В процессе химического осаждения происходит
восстановление металла из соли на поверхности полупроводника
с помощью восстанавливающего агента, имеющегося в растворе.
Для получения контактов на полупроводниках чаще всего при¬
меняются никель, золото и платина. Детальное описание процес¬
сов нанесения Ni на Si методом химического осаждения
приведено в работе Салливана и Эйглера [1346]. Эти авторы
показали, что сцепление никелевой пленки со шлифованной
поверхностью гораздо лучше, чем с химически полиро¬
ванной.
Другим широко применяемым методом получения контактов
является осаждение из паровой фазы или напыление подходя¬
щего металла. Этот метод особенно полезен при изготовлении
интегральных схем, когда сложная конфигурация контактов со¬
здается напылением металла с последующим заданием этой
конфигурации при помощи фоторезиста. Общие вопросы техно¬
логии вакуумного нанесения контактов подробно рассмотрены
Холландом [577] и Пауэллом [1100]. Вакуумное нанесение при¬
менительно к выращиванию гетеропереходов рассмотрено в
разд. 9.5. Испарение металла можно производить с помощью
нагретой спирали, пучком электронов из пушки или путем рас¬
пыления. Простейший метод с использованием нагретой лодочки
или спирали обладает тем недостатком, что испаряемый металл
может оказаться загрязненным либо продуктами реакции с ве¬
ществом контейнера, либо выделяющимися из контейнера при¬
месями. Чтобы в начале процесса не допустить к поверхности
полупроводника пары, которые могут быть загрязнены более
летучими примесями, часто применяются заслонки. При исполь¬
зовании нескольких лодочек или спиралей можно одновременно
проводить напыление двух или более металлов с независимым
контролем каждого процесса.
Электронный пучок из пушки расплавляет только испаряемое
вещество, которое также служит собственным тиглем. Это устра¬
няет загрязнения, связанные с тиглем, и позволяет наносить
более чистые металлические пленки. В системе с распылением
положительные ионы газа бомбардируют источник (катод),
332
ГЛАВА 9
выбивая атомы металла. Эти выбитые атомы проходят через ва¬
куумную камеру и осаждаются на подложке. Система подобного
типа обладает тем преимуществом, что полярность системы мо¬
жет быть обращена, так что можно производить распыление с
подложки на удаленный анод, проводя очистку поверхности
подложки. Такое обратное распыление особенно полезно для
удаления окисла или любого тонкого остаточного слоя с поверх¬
ности подложки, когда она находится в вакуумной системе,
вслед за чем можно немедленно провести нанесение металличе¬
ского контакта.
При изготовлении омических контактов нанесением в вакуу¬
ме или химическим осаждением металл часто нагревается, так
что происходит сплавление с полупроводником. В случае неко¬
торых материалов с низкой точкой плавления, например In, это
может привести к собиранию пленки в капли и к неоднородно¬
сти контактов. Такое осложнение часто устраняют, нанося сверху
второй металл с более высокой точкой плавления, например Ni,
до того как полупроводник нагреется.
Для получения контакта между тонкой проволокой и метал¬
лическим слоем или непосредственно полупроводником можно
использовать термокомпрессию и ультразвуковой метод. При
термокомпрессии для присоединения очень тонких проволочек,
обычно Au или А1, к контактным участкам или к самому полу¬
проводнику используются нагрев и давление. При ультразвуко¬
вом соединении применяется комбинация давления и ультразву¬
ковых (60 кГц) колебаний. Ультразвуковые колебания вызы¬
вают трение, разрушающее любые тонкие поверхностные
пленки, что приводит к плотному контакту между двумя мате¬
риалами, которые требуется соединить. Механическое давление и
трение вызывают перемешивание молекул материалов, находя¬
щихся в контакте; при этом образуется соединение. Здесь также
используются тонкие проволочки Au или А1, но в этом случае
нагрева не требуется, поэтому все ранее выполненные соедине¬
ния не нарушаются. Общее рассмотрение типов соединений дано
Фогилем [405], а более детальное описание ультразвукового со¬
единения — Петерсоном и др. [1074].
Низкоомные контакты с полупроводниками получаются легче
всего, если та область, где должен быть создан контакт, очень
сильно легирована (п+ или р+). Тогда нанесенный металл может
образовать хороший контакт с чистой поверхностью без даль¬
нейшей термообработки. Для получения сильно легированной
поверхности в контактной области часто используется диффузия.
Для материалов, которые не удается сильно легировать методом
диффузии, недавно было предложено использовать ионную бом¬
бардировку.
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
333
9.9.3. Таблицы различных металлов,
предлагаемых для получения омических контактов
с полупроводниками
ТАБЛИЦА 9.6
Металлы, предлагаемые для получения омических контактов с германием
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
Ag
P
[164, 881, 1408]
Ag—Al—NiCr—Sb
п
[918]
Ag—Al-Sb
п
[918]
Ag—Au—Mo—N iCr—Sb
п
[918]
Ag—Pb
п
[845]
Al
п, р
[231, 554, 881, 1083]
Al—Au—P
п
[1231]
Al—In
р
[150]
Al— Pd
р
[1229, 1230]
As
р
[164]
As—Pb
п
[150]
As—Sn
п
[385]
Au
п, р
[63, 231, 881, 909]
п
[554]
р
[1408, 177]
B1
п
[881]
р
[164, 1408]
Cd
р
[164, 1408, 1083]
Co
р
[1408]
Cr
р
[164, 1408]
Cu
р
[164, 177, 881, 1408]
Ga
р
[881]
Ga—In
р
[150]
In
р
[604, 881, 1408, 1083,
150, 164, 308]
Ni
р
[164, 1408]
Ni-Sn
р
[887]
Pb
р
[164, 1408]
Pb-Rh-Sn
п, р
[826]
Pb—Sb
п
[150]
Pb—Sb—Sn
п
[177, 604]
Pb—Sn
р
[177, 1083, 1124]
Pt
р
[164, 1408]
Rh
р
[164, 1408]
Sb
я, р
[164, 177,881,1083,1408]
334
ГЛАВА 9
Продолжение табл. 9.6
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
Sb—Sn
п
[308]
Sn
п, р
[164, 308, 1083, 1408]
Те
п, р
[1083, 1408]
W
р
[164]
Zn
р
[164, 1083, 1408]
ТАБЛИЦА 9.7
Металлы, предлагаемые для получения омических
контактов с кремнием
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
Ag
п, р
[881]
Ag-Pb
п, р
[845]
Ag-Ti
п, р
[811, 1321]
А1
п, р
[300, 404, 554,
590, 698, 780, 878, 881
914, 1083, 1247]
Al—Au
п, р
[299]
Al—Au—P
п
[1231]
Al-Au-Mo—PtSi
п, р
[1247]
Al—Cr—Cu — Si—Sn
п, р
[1399]
Al-Pb
р
[1345]
Al-Pd
п, р
[1229, 1230]
Al—Si—W
п, р
[883]
Au
п, р
[554, 881, 909, 1408,
1519]
Au-B
р
[604]
Au—Co—Si—Pt
п, р
[1268]
Au—Cu
п, р
[878]
Au—Mo
п, р
[239, 300]
Au-Sb
п
[404]
Au—Sb—Si
п
[559]
Au—Sn
п
[132]
Au—Sn(Al, As, Sn, Sb)
п, р
[647]
Bi
п
[881]
Cd
р
[1083]
Cd-Sb
п
[131]
Хромель
п, р
[590]
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
335
Про должение табл. 9.7
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
Си
Пу Р
[590, 698, 881, 1408]
Fe
п, р
[698, 1519]
Ga
р
[881]
Ga—Sn
п
[538]
Ge
р
[471]
Ge-Sb
п
[471]
Графит
р
[538]
In
р, п
[538, 881, 1083, 1519]
In—Pb
р
[1507]
К
п
[1519]
Li
п
[1519]
Mg
п
[1519]
Mo
п, р
[590]
Na
п
[1519]
Ni
Пу р
[590, 625, 698, 878,
1346, 1380]
Pb
р
[1083, 1345, 1519]
Pb-Sb-Sn
п
[604]
Pb—Sn
п, р
[1083, 1124, 1345]
Pt
п, р
[246, 1519]
Pt5Si2
п, р
[813]
PtsSi2—Pt—Au
Пу P
[1268]
Pt5Si2—Pt—Ti
Пу Р
[812, 1247]
Rh
Р
[479, 1519]
Rh-Si
Пу Р
[813]
Sb
п
[881, 1083]
Sn
п, р
[698, 1083, 1408, 1519]
Те
п
[1083]
V
Пу Р
[590]
Zn
п
[1408, 1519]
Р
[1083]
Zn—Si2
Пу р
[813]
336
ГЛАВА 9
ТАБЛИЦА 9.8
Металлы, предлагаемые для получения омических контактов
с полупроводниковыми соединениями ЛшВу
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
AlAs
Au—Sb
п
[1487]
In
п
[1487]
AI^Gai-^As
Au—Sn
п
[112]
Au—Zn
р
[112]
А1Р
In
п
[1142]
GaAs
Ag
п, р
[298, 454, 704,
705, 717, 877]
Ag—Al
п
[1113]
Ag—Au—Ge
п
[877]
Ag-Bi
р
[306]
Ag—Ge—In
п
[269, 270, 877]
Ag—Ge—Sn
п
[877]
Ag—In
Пу Р
[877]
Ag—In—Sn
п
[270]
Ag—In—Zn
р
[270]
Ag—Mn
р
[1003, 1520]
Ag—Ni
Пу р
[1232]
Ag—Pb
р
[822]
Ag—Sn
п
[648, 705, 877,
787]
Ag—Те
п
[1520]
Ag—Zn
р
[822]
Al
р
[838]
As—Sn
п
[787]
Au
п
[206, 298, 717,
877, 975]
Au—Ge
п
[141, 269, 705,
1201]
Au—Ge—NI
п
[541, 168]
Au—Ge—Si
п
[168]
Au—Ge—Sn
п
[1201]
Au—In
п
[269, 509, 705,
1046]
Au—Mo—Sn
п
[180]
Au-Ni
Пу Р
[454, 841]
Au—Ni—Sn
п
[841, 454]
Au—Ni—Zn
р
[454]
Au—Sb
п
[850]
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
337
Продолжение табл. 9.8
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
GaAs
Au—Si
п
[141]
Au—Sn
rt
[141, 206, 269,
648, 705, 787]
Au—Те
п
[1083]
Au—Zn
р
[585, 704, 787]
Cd
р
[628]
Cd—In
р
[385]
Cr
р
[877]
Cu
п, р
[141, 717]
GaAs—Au—Ge—Ni
п
[544]
GaAs—Au—In
п
[791]
In
П> р
[206, 298, 454,
496, 704, 717,
787, 822, 850,
852, 975, 1083]
In—Ni
п
[509]
In—Pb
р
]787]
In—Pb—Zn
р
[787]
In—Те
п
[385, 1314]
In—Zn
р
[298, 585, 628,
822, 926, 1314]
Mo
Пу Р
[717, 877]
Ni
п
р
[206, 717]
[704]
Ni—Sn
п
[426, 509, 1256]
Pb
п, р
[141, 822, 1236]
Pb-Sn
п
[141, 926, 1124]
Pb—Zn
р
[585, 926]
Pd
п
[717]
Pt
п
[717]
Sb-Sn
[308]
Sn
п
[55, 141, 298,
308, 426, 454,
496, 610, 628,
717, 822, 1201,
1236, 1083]
Sn (Ge, Те, S)
п
[585]
Sn—Zn
р
[1236]
Те
п
[1083]
Ti
р
[877]
338
ГЛАВА 9
Продолжение табл. 9.8
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
GaAs
W
п
[717]
Zn
р
[454, 628, 1236,
1083]
GaAs^Pi—х
Au —Sn
п
[112]
Au—Zn
р
[112]
GaP
Ag—Те
п
[455]
Ag—Zn
р
[455]
Au—Be
р
[437]
Au —Ga—In
р
[248]
Au —In
р
[1091]
Au—Ni—Zn
р
[54]
Au—Si
п
[134]
Au—Sn
п
[112, 847, 1091,
1266]
Au—Те
п
[1083]
Au—Zn
р
[112, 134, 847,
1266]
Ga
р
[664]
In
п
[455, 607, 1083]
In—Sn
п
[11101
In—Zn
р
[607]
Ni—Sn
п
[437]
Sn
п
[54, 536, 607]
Те
п
[1083]
Zn
р
[1083]
GaSb
Ag—Ni
Пу Р
[194]
Au—Ge
р
[141]
AO—Si
р
[141]
Au—Sn
р
[141]
Au—Те
п
[1083]
Cu
р
[141]
In
р
[308, 1083]
Ni
п
[322]
Sb—Sn
п
[308]
Sn
Пу Р
[141, 194, 308,
1083]
Те
п
[1083]
Zn
р
[1083]
InAs
Au
р
[1364]
Au—Ge
п
[141]
ИЗГОТОВЛЕНИЕ ГЕТЕРОПЕРЕХОДОВ
339
Продолжение табл. 9.8
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
InAs
Au—Sn
п
[141]
Си
р
[141]
Ni
п
[322]
Sn
п
[141]
InP
Au—Ge
п
[141]
Au—Sn
п
[141]
In
п
[496]
Ni
п
[322]
Sn
п
[141, 496]
InSb
Au—Ge
р
[141]
Au—Sn
п
[141]
Ga—In
п
[166, 243]
Ni
п
[322]
Sn
п
[141]
ТАБЛИЦА 9.9
Металлы, предлагаемые для получения омических контактов
с полупроводниковыми соединениями ЛпВу[
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
CdS
Ag
п
[1279]
Al
п
[160, 197, 1089,
1279]
Al—Ti
п
[159]
Al—Ti—Pt
п
[159, 1279]
Au
п
[160, 197, 1279]
Au—In
п
[159]
Be—Cu
п
[1279]
Bi
п
[1279]
Cu
п
[1279]
Ga
п
[160, 1298, 1464]
Ga—In
п
[459, 645, 1008]
In
п
[159, 160,242,633,
645, 1089, 1234,
1251, 1270, 1298,
1314, 1464, 383]
ln203 (Sn).
X
п
[1280]
340
ГЛАВА 9
Продолжение табл. 9.9
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Литература
CdS
Pt
rt
[1279]
Та
rt
[1279]
CdSe
Au
п
[962]
In
п
[1406]
CdTe
Au
р
[330]
Au—индаллой-13
р
[273]
In
п
[330]
In—Ni
р
[854]
Индаллой-13
р
[273]
Pt
р
[330]
Rh
р
[330]
Cd*Hgi_*Te
Au-W
[1457]
Cu
[1457]
HgTe
Au-W
[1457]
Cu
[1457]
ZnS
Ga—In
п
[153]
Hg-In
п
[108]
In
п
[49, 102]
ln203—Sn
[1500]
Sn02
п
[451]
ZnSe
Au
р
[998]
Графит
п
[1297]
In
п
[49, 110, 998,
202, 1193]
In—Ga
п
[929, 464]
InHg
п
[107]
In—Hg—Ni
п
[855]
In—Ni
п
[854, 855]
Pt
п
[464]
ZnTe
Ag
р
[1364]
Ag—Sn
р
[1471]
Au
р
[110, 920]
Au—Li
р
[105]
Аи-иидаллой-13
р
[273]
Cu—Sn
р
[1471]
Индаллой-13
р
[273]
In—Sn
р
[920]
Те
р
[748]
ZnSe^-Tei-*
Au
р
[100]
Au—Li
р
[105]
Hg—In
п
[100]
Изготовление гетеропереходов
341
ТАБЛИЦА 9.10
Металлы, предлагаемые для получения омических контактов
с другими полупроводниковыми соединениями
Соединение
Металл
Тип проводимости
полупроводника
Ли тература
РЬТе
Hg—In—Th
n, p
[693]
SiC
Al—Si
P
[1083, 1264]
Cu-Ti
P
[1264]
Ni
[1116]
Si (Al)
P
[512]
W
n
[1083]
Библиография4
1. Абдуллаев Г. Б., Талибы М. A., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest, 1970, p. 3. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Исследование различных эффектов в селеновых р — «-гетероперехо¬
дах.
2. Абдуллаев Г. Б., Гажиев Н. Д., Талибы М. А., Ргос. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 5, 53, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Исследование физических свойств структур металл — диэлектрик —
полупроводник на основе селена и теллура.
3. Abrahams М. S., Weisberg L. R., Tietjen J. J., Journ. Appl. Phys., 40, 3754
(1969).
Напряжения в гетероэпитаксиальных слоях GaAsi_xP на GaAs.
4. Abrahams M. S., Braunstein R., Rosi F. D., Phys. Chem. Solids, 10, 204
(1959).
Тепловые, электрические и оптические свойства сплавов In с Ga.
5. Abrahams М. S., Weisberg L. R., Buiocchi C. J., Blanc J., Journ. Mater.
Sci, 4, 223 (1969).
Морфология дислокаций в плавных гетеропереходах GaAsi-xP*.
, 6. Абрамов В. Г., Дружинкин И. Ф., Окунев В. Д., Пантелеев Ж. К-, Ра-
мозанов П. Е., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest, 1970, p. 37. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Влияние встроенного поля на электрические и оптические свойства
гетеропереходов InGaAs—GaAs.
7. Adams М. J., Gross М., Phys. Lett., 32A, 207 (1970).
Волновые свойства гетероструктурных лазеров GaAs—AlxGai_xAs.
8. Адирович Э. И., Юабов Ю. М., Ягудаев Г. Р., ФТП, 3, вып. 1, 81 (1969).
Фотоэлектрические явления в пленочных диодах с гетеропереходами
CdS—CdTe.
9. Адирович Э. И., Юабов Ю. М., Ягудаев Г. Р., Ргос. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 151, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Тонкопленочные структуры с гетеропереходом «-CdS — р-CdTe.
10. Advani G. Т., Gottling J. G., Osman M. S., Ргос. IRE, 50, 1530 (1962),
Исследование тонкопленочного триода.
11. Agusta В., Anderson R. L., Journ. Appl. Phys., 36, 206 (1965).
Оптоэлектронные эффекты в гетеропереходах р — « Ge—GaAs.
12. Agusta S., Lopez A., Anderson R. L., IEEE Trans. Electron Devices, ED-11,
533 (1964).
Влияние «впадины» на оптоэлектрические характеристики резких ге¬
теропереходов.
*) Литература, отмеченная звездочкой, добавлена при переводе, — Прим,
перев.
БИБЛИОГРАФИЯ
343
13. Ahlstrom Е., Gartner W. W., Journ. Appl. Phys., 33, 2602 (1962).
Кремниевые поверхностно-барьерные фотоэлементы.
14. Айтхожин С. А., Семилетов С. А., Кристаллография, 9, вып. 3, 439 (1964).
Получение топких пленок GaSb испарением в вакууме.
15. Аладинский В. К-, Маслов JI. А., ФТТ, 7, вып. 11, 3452 (1965).
Электрические свойства р — п- и п — «-гетеропереходов Ge—GaAs.
16. Albers W., Solid-State Electron., 2, 85 (1961).
Диффузия мышьяка в германий из газовой фазы.
17. Алексеев Ю. А., Стулова Г. М., Шалабушев Ю. К-, ФТП, 2, вып. 3, 341
(1968).
Выпрямление на контакте металл — окись алюминия при высоких
температурах.
18. Алферов Ж. И., ФТП, 1, вып. 3, 436 (1967).
О возможности создания выпрямителя иа сверхвысокие плотности
тока на основе структуры р — i — п(р — п — п*,п — р — р*) с гетеропере¬
ходами.
19. Алферов Ж. И., Journ. Luminescence, 1, 2, 869 (1970а).
Электролюминесценция сильно легированных гетеропереходов
p-AUGai-xAs — п-GaAs.
20. Алферов Ж. И., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Layered Struc¬
tures, Budapest; 2, 7 (1970). Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Инжекционная люминесценция гетеропереходов в полупроводнико¬
вых соединениях А1ПВУ.
21. Алферов Ж. П., ФТП, 3, вып. 4, 1385 (1969).
Исследование гетеропереходов и р — «-переходов в системе AlAs—
GaAs с помощью сканирующего электронного микроскопа и зондового
микроаиализатора.
22. Алферов Ж■ И., Гарбузов Д. 3., ФТТ, 7, вып. 8, 2375 (1965).
Спектр рекомбинационного излучения арсенида галлия при токовом
возбуждении р — «-гетеропереходов GaP—GaAs.
23. Алферов Ж. И., Казаринов Р. Ф., Авторское свидетельство № 28448,
март 1963 г.
24. Алферов Ж. И., Нинуа О. А., ФТП, 4, вып. 2, 360 (1970).
Электролюминесценция гетеропереходов AlsGa^sAs—GaAs при ла¬
винном пробое.
25. Алферов Ж. И., Нинуа О. А., ФТП, 4, вып. 3, 618(1970).
Фотолюминесценция эпитаксиальных слоев твердых растворов
AUGai-xAs.
26. Алферов Ж■ И., Зимогорова Н. С., ФТП, 3, вып. 3, 452 (1969).
Фотоэлектрические свойства р — «-переходов в GaAs, легированном
кремнием.
27. Алферов Ж■ И. и др., Укр. физ. журн., 9, 659 (1964).
Фотоэлектрические свойства гетеропереходов в некоторых полупро¬
водниках.
28. Алферов Ж. И., Корольков В. И., Михайлова-Михеева И. П., Романен¬
ко В. Н., Тучкевич В. М., ФТП, 6, вып. 8, 2353 (1964).
Исследование роста фосфида галлия и теллурида кадмия на ар-
сениде галлия в газотранспортных реакциях.
29. Алферов Ж. И., Зимогорова Н. С., Трукан М. К-, Тучкевич В. М., ФТТ,
7, вып. 4, 1235 (1965).
Некоторые фотоэлектрические свойства р—«-гетеропереходов фос¬
фид галлия — арсенид галлия.
30. Алферов Ж. И., Халфин В. Б., Казаринов Р. Ф., ФТТ, 8, вып. 10, 3102
(1966).
Об одной особенности инжекции в гетеропереходах.
31. Алферов Ж• И., Корольков В. И., Трукан М. К-, ФТТ, 8, вып. 12, 3513
(1966).
344
БИБЛИОГРАФИЯ
Электрические свойства р — «-гетеропереходов фосфид галлия — ар-
сенид галлия.
32. Алферов Ж■ И. и др., ФТТ, 9, вып. 1, 279 (1967).
Инжекционная люминесценция эпитаксиальных гетеропереходов в си¬
стеме GaP—GaAs.
33. Алферов Ж. П., Гамазов А. А., Зимоеорова Н. С., ФТП, 2, вып. 4, 596
(1968).
Спектры фоточувствительности п — «-гетеропереходов GaP*Ali_x—
GaAs.
34. Алферов Ж. П., Андреев В. М., Корольков В. И., Портной Е. П., Третья¬
ков Д. Н„ ФТП, 2, вып. 7, 1016 (1968).
Инжекционные свойства гетеропереходов «-AUGai-xAs— р-GaAs.
35. Алферов Ж■ П., Андреев В. М., Корольков В. И., Портной Е. Л., Третья¬
ков Д. П., ФТП, 2, вып. 10, 1545 (1968).
Когерентное излучение в эпитаксиальных структурах с гетеропере¬
ходами в системе Al As—GaAs.
36. Алферов Ж■ П., Андреев В. М., Корольков В. И., Портной Е. Л., Яко¬
венко А. А., ФТП, 3, вып. 4, 541 (1969).
Рекомбинационное излучение в твердых растворах с переменной ши¬
риной запрещенной зоны.
37. Алферов Ж. П., Гарбузов Д. 3., Морозов Е. П., Третьяков Д. П., ФТП,
3, вып. 4, 554 (1969).
Механизм излучательной рекомбинации в арсенид-галлиевых эпита¬
ксиальных р — «-структурах, легированных кремнием.
38. Алферов Ж. П., Гарбузов Д. 3., Морозов Е. П., Третьяков Д. Н., ФТП,
3, вып. 5, 706 (1969).
Излучательная рекомбинация в арсенид-галлиевых р—«-структурах
с p-областью, легированной германием.
39. Алферов Ж■ П., Андреев В. М., Корольков В. П., Портной Е. Л., Яко¬
венко А. А., ФТП, 3, вып. 6, 930 (1969).
Источники спонтанного излучения на основе структур с гетеропере¬
ходами в системе AlAs—GaAs.
40. Алферов Ж. П., Андреев В. М., Конников С. Г., Никитин Ж■ Г., Третья¬
ков Д. Н., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest, 1, 93, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Гетеропереходы на основе полупроводниковых соединений Amflv и
их твердых растворов.
41. Алферов Ж-И. и др., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunc¬
tions Layer Structures, Budapest; 2, 171, 1970. Hung. Acad. Sciences, Bu¬
dapest, Hungary.
Влияние параметров гетероструктуры на характеристики инжекцион¬
ных лазеров на системе AlAs—GaAs.
42. Алферов Ж■ П., Андреев В. М., Бородулин В. П., Пак Г. Т., Порт¬
ной Е. Л., Швейкин В. П., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hete¬
rojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 159, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Пространственные характеристики излучения инжекционных гетеро¬
лазеров в системе AlAs—GaAs.
43. Алферов Ж■ П., Корольков В. П., Никитин В. Г., Третьяков Д. Н., Яко¬
венко А. А., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 2, 183, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary
S-диоды на основе гетеропереходов в системе GaAs—AlAs.
44. Алферов Ж■ П., Гарбузов Д. 3., Морозов Е. П., Портной Е. Л., ФТП, 3,
вып. 7, 1054 (1969).
БИБЛИОГРАФИЯ
345
Диагональное туннелирование и поляризация излучения в гетеро¬
переходах AUGat-iAs—GaAs и р — га-переходах из GaAs.
45. Алферов Ж■ И., Андреев В. М., Портной Е. Л., Трукан М. К., ФТП, 3,
вып. 9, 1328 (1969).
Инжекционные лазеры на основе гетеропереходов в системе AlAs—
GaAs с низким порогом генерации при комнатной температуре.
46. Алферов Ж. И., Андреев В. М., Портной Е. Л., Протасов И. И., ФТП,
3, вып. 9, 1324 (1969).
Координатно-чувствительные фотоэлементы на основе гетероперехо¬
дов AUGai_iAs—GaAs.
47. Алферов Ж. П., Андреев В. М., Зимогорова Н. С., Третьяков Д. Н.,
ФТП, 3, вып. 11, 1633 (1969).
Фотоэлектрические свойства гетеропереходов AlxGai_*As—GaAs.
48. Алферов Ж. П., Андреев В. М., Корольков В. П., Никитин В. Г., Яко¬
венко А. А., ФТП, 4, вып. 3, 578 (1970).
Структуры р — п — р — п на основе GaAs и твердых растворов
AliGai_i As.
49. Alfrey G. F., Cooke /., Ргос. Phys. Soc. London, Sect. B, 70, 1096 (1957).
Электрические контакты на кристаллах ZnS.
50. Аллахвердян Р. Г., Ораевский А. Н., Сучков А. Ф, ФТП, 4, вып. 2, 341
(1970).
Влияние волноводных свойств р — га-перехода на генерацию лазерных
диодов из арсенида галлия.
51. Allen F. G., Gobeli G. W., Phys. Rev, 127, 150 (1962).
Работа выхода, порог фотоэмиссии и поверхностные состояния атом¬
но-чистого кремния.
52. Allen F. G, Gobeli G. W., Journ. Appl. Phys, 35, 597 (1964).
Сравнение фотоэлектрических свойств сколотых, прогретых и под¬
вергнутых распылению поверхностей кремния.
53. Allen F. G, Gobeli G. W., Phys. Rev, 144, 558 (1966).
Энергетическая структура в фотоэмиссии кремния и германия, по¬
крытых Cs.
54. Allen Н. A., Henderson G. A., Journ. Appl. Phys, 39, 2977 (1968).
Эффективные р — п-переходы, излучающие красный свет, полученные
в GaP выращиванием из раствора толстых слоев материала p-типа на
55. Allen J. W., Journ. Electron. Contr, 7, 254 (1959).
Обратные характеристики р — п-переходов в арсениде галлия.
56. Almasi G. S., Smith А. С., Journ. Phys, 39, 233 (1968).
Гетероструктуры CdTe—HgTe.
57. Альтшулер В. Л., Головнер Т. М., Каган М. Б., Чернов Ю. А., Радиотех¬
ника и электроника, 12, 999 (1967).
Структуры и фотоэлектрические свойства диффузионных гетеропере¬
ходов в структуре GaAs—GaP.
58. Amick J. A., RCA Rev, 24, 555 (1963).
Выращивание монокристаллических слоев арсенида галлия на гер¬
маниевых и металлических подложках.
59. Amsterdam М. F., Trans. AIME, 1, 643 (1970).
Аномальное поведение диодов с барьерами Шоттки, полученных на
германиевых и металлических подложках.
60. Anand У, Howell С., Ргос. IEEE, 56, 2098 (1968).
Критерий выгорания смесительных диодов на барьерах Шоттки.
61. Anantha N. G, Doo V. У, Seto D. К-, Peceneo G, Journ. Electrochem.
Soc, 117, 107c (1970). (См. также Electrochem. Soc. Extended Abstr,
137 th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 480.)
Осаждение хрома из хромдикумена для получения устройств ме¬
талл — полупроводник.
346
БИБЛИОГРАФИЯ
62. Anderson J. S., Klemperer D. F„ Proc. Roy. Soc., 258, 350 (1960).
Фотоэлектрические измерения на пленках никеля и окиси никеля.
63. Anderson О. L., Christensen Н., Andreatch P., Journ. Appl. Phys., 28, 923
(1957).
Технология соединения электрических выводов с полупроводниками.
64. Anderson P. A., Phys. Rev., 115, 553 (1959).
Работа выхода золота.
65. Anderson R. L., Thesis, Syracuse Univ., Syracuse, New York, 1960.
Контакты германий — арсенид галлия.
66. Anderson R. L., Proc. Int. Conf. Semicond., Prague, p. 563, I960. (Czech.
Acad. Sci.)
Переходы между Ge и GaAs.
67. Anderson R. L„ IBM J. Res. Develop., 4, 283 (1960).
Гетеропереходы германий — арсенид галлия.
68. Anderson R. L., Solid-State Electron., 5, 341 (1962).
Эксперименты на гетеропереходах Ge—GaAs.
69. Anderson R. L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 55, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Современное состояние теории гетеропереходов.
70. Anderson R. L., Marinace J. C„ Silvey G. A., U. S. Patent 3072507 (1963).
Получение полупроводников.
71. Андреев В. М., Корольков В. И., Кубинцева 3. М., Носов Ю. Р., Пост¬
никова Н. В., Решетняк В. Г., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layered Structures, Budapest; 2, 201, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Электрические свойства высоковольтных гетероструктур р — п AlAs—
GaAs.
72. Андреев и др., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layered Structures, Budapest, 2, 195, 1970. Hung. Acad. Sciences, Buda¬
pest, Hungary.
Источники некогерентного излучения на эпитаксиальных структурах
с гетеропереходами AlAs—GaAs.
73. Андроник И. К. и др., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 2, 211, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Фотоэлектрические и люминесцентные свойства некоторых гетеропе¬
реходов между соединениями Anflvi.
74. Anner G. Е., Proc. IEEE, 57, 1219 (1969).
Люминесценция при лавинном пробое гетеропереходов CdS—Те.
75. Anner G. £., Proc. IEEE, 57, 2150 (1969).
Гетеропереходы Ge—Те, обладающие инфракрасной чувствительно¬
стью.
76. Аншон А. В., Карпович И. А., ФТП, 3, вып. 4, 593 (1969).
Некоторые свойства пленочных фотоэлементов с гетеропереходами
CdS—Cu2S.
77. Anstead P. J., Floyd S. R., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 381
(1969).
Тепловые эффекты и целостность контактов алюминий — кремний в
кремниевых интегральных схемах.
78. Antell G. R., Brit. Journ. Appl. Phys., 12, 687 (1961).
Исследование метода выращивания кристаллов GaP и GaAs из га¬
зовой фазы.
79. Antle W. К., IEEE Trans. Component Parts, CP-11, 25 (1964).
Фрикционная техника для получения оптимальных соединений мето¬
дом термокомпрессии.
80. Antypas G. A., James J. W,, Journ. Appl. Phys., 41, 2165.(1970),
БИБЛИОГРАФИЯ
347
Выращивание GaAsSb методом жидкостной эпитаксии и использо¬
вание его как высокоэффективного фотоэмиттера с длинноволновым
порогом.
81. Archer R. 3., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat. Meeting, Los
Angeles, Spring 1970, p. 182, 1970.
Светодиоды на сплавах AlnBv.
82. Archer R. J., Atalla М. М., Ann N. У., Acad. Sci., 101, 697 (1963).
Металлические контакты на сколотых поверхностях кремния.
83. Archer R. 1., Yep Т. О., Journ. Appl. Phys., 41, 303 (1970).
Зависимость высоты барьера Шоттки от концентрации доноров.
84. Archer R. 3., Yep Т. О., Мигау К., Tech. Rep. Contract No. F33615-68-C-
1054, Air Force Avionics Lab., Wright-Patterson AFB, Ohio (October
1967 —March 1968), AD 832050.
Контроль барьеров на границе раздела тонких пленок.
85. Arizumi Т., Akasaki /., Jap. Journ. Appl. Phys., 2, 602 (1963).
Термодинамика реакций легирования примесями при выращивании
Ge из газовой фазы.
86. Arizumi Т., Akasaki /., Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 87 (1964).
Дополнение к термодинамике реакций легирования примесями при
выращивании Ge из газовой фазы.
87. Arizumi Т., Nishinaga Г., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 21 (1966).
Термодинамические соображения, относящиеся к получению гетеро¬
переходов GaAs—Ge в закрытом процессе.
88. Arizumi Г., Nishinaga Т., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 588 (1966).
Термодинамика выращивания системы ZnSe—Ge—Ь из газовой фазы
в закрытом процессе.
89. Arizumi Т., Akasaki /., Nishinaga Т., Jap. Journ. Appl. Phys., 2, 757 (1963).
Экспериментальные исследования примесного легирования при выра¬
щивании Ge из газовой фазы.
,90. Arizumi Т., Hirose AL, Altaf N., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 870 (1968).
Барьеры Шоттки между кремнием и сплавом Au—Ag.
91. Armantrout G. A., Met. Trans. AIME, 1, 659 (1970).
Исследование и идентификация дефектов в детекторах жесткого из¬
лучения на р — п-переходах Ge(Li).
92. Armstrong А., Ргос. IRE, 46, 1307 (1958).
О переходах с различной шириной запрещенной зоны.
93. Armstrong Н., U. S. Patent 3124640 (1964).
Контактная структура для больших транзисторов.
94. Arnold S. R., Pritchett R. L., Engineering Services on Transistors. Bell
Telephon Lab. Rep. 20, June 30, 1965. АД 619083.
Исследование сопротивления базового контакта у микроволновых
германиевых транзисторов.
95. Арсени К. А., Джафаров Т. Д., Дедегкаев Т. Т., ФТП, 3, вып. 6, 933
(1969).
Гетеропереходы AKGai_xP—GaP.
96. Atalla м. AL, Kahng D., IPE Trans. Electron Devices, ED-9, 507 (1962).
Новая триодиая структура на «горячих электронах» с эмиттером
полупроводник — металл.
97. Atalla AL М., Soshea R. W., Solid-State Electron., 6, 245 (1963).
Триоды па «горячих носителях» с тонкопленочной металлической ба¬
зой.
98. Auber F., Journ. Electrochem. Soc., 110, 846 (1963).
р — n-переходиый фотовольтаический эффект в пленках окисла ти¬
тана, полученных анодированием.
99. August R. R., IEEE Trans. Electron Devices, ED-15, 688 (1968).
Монолитные структуры: смеситель с барьером Шоттки и туннельный
диод на арсениде галлия, полученном методом гетероэпцтаксии на сапфире,
348
БИБЛИОГРАФИЯ
100. Avert М., Appl. Phys. Lett, 7, 146 (1965).
Эффективная инжекционная электролюминесценция р — «-переходов
на ZnSeiTei-x.
101. Avert М., Cook D., Journ. Appl. Phys, 32, 960 (1961).
Некоторые электрические свойства гетеропереходов ZnSe—CdTe.
102. Avert М., Cusarto D. A., Journ. Appl. Phys, 35, 606 (1964).
Инжекционная электролюминесценция ZnS и ZnSe.
103. Avert М., Garwacki W., Journ. Electrochem. Soc, 110, 401 (1963).
Эпитаксиальное выращивание и свойства гетеропереходов ZnTe—CdS.
104. Avert М., Garwacki W., Appl. Phys. Lett, 5, 160 (1964).
Синтез и явления переноса в смешанных кристаллах ZnSe—ZnTe «-
и р-типа.
105. Avert М., Garwacki W., Journ. Electrochem. Soc, 114, 1063 (1967).
Омические электрические контакты к ZnTe и ZnSe^Tei-i р-типа.
106. Avert М., Garwacki W., Journ. Appl. Phys, 38, 2302 (1967).
Механизм переноса заряда и эмиссия света в р — «-переходах
ZnSexTei-x-
107. Avert М., Kreiger Е. L., Journ. Appl. Phys, 41, 1930 (1970).
Диффузия алюминия в системе ZnSe—ZnTe.
108. Avert М., Mead С. A., Appl. Phys. Lett, 7, 8 (1965).
Явления переноса и контактные свойства низкоомных кристаллов
сульфида цинка «-типа.
109. Avert М., Prener 1. S, Physics and Chemistry of II—VI Compounds North-
Holland Publ, Amsterdam and Wiley, New York. 1967. (См. перевод:
Физика и химия соединения AUBVI, изд-во «Мир», М, 1970.)
110. Avert М., Segall В., Phys. Rev, 130, 81 (1963).
Подвижность носителей и мелкие примесные состояния в ZnSe и
ZnTe.
111. Avert М., Swank R. K-, Abstract No. 493, Tnas. Electrochem. Soc. Meeting,
October 1968.
Омические контакты к широкозонным полупроводникам.
112. Aven М., Swank R. К., в книге Ohmic contacts to wide band-gap semi¬
conductor. Ed. B. Schwartz, Electrochem. Soc, New York, 1969.
Омические контакты к широкозонным полупроводникам.
113. Aven М., Hall R. В., Garwacki W., Appl. Phys. Letts, 13, 292 (1968).
p — «-переходы как искусственный барьер для диффузии собствен¬
ных дефектов.
114. Avilla A. J., Semicond. Prod. Solid State Technol, 7, No. 11, 22 (1964).
Металлические соединения в производстве полупроводников.
115. Bacyewski A., Journ. Electrochem. Soc, 112, 577 (1965).
Эпитаксиальное выращивание ZnSe на GaAs.
116. Бадалов А. 3, ФТП, 3, вып. 11, 1707 (1969).
Фотопроводимость кремния «-типа, легированного золотом.
117. Baertsch R. D, Richardson J. R., Journ. Appl. Phys, 40, 229 (1969).
Детектор ультрафиолетового излучения на барьере Шоттки Ag—
GaAs.
118. Balk P., Pilkuhn М. H., U. S. Patent 3273030 (1966).
Устройство с каналом для основных носителей на основе гетеро¬
переходов.
119. Bardeen У, Phys. Rev, 71, 777 (1947).
Поверхностные состояния и выпрямление на контакте металл — полу¬
проводник.
120. Bardeen J., Phys. Lett, 6, 57 (1961).
Туннелирование с точки зрения теории многих частиц.
121. Bardsley W., Prog. Semicond, 4, 155 (1960).
Влияние дислокаций на электрические свойства полупроводников.
122. Barns R. L., Mater. Res. Bull, 2, 273 (1967).
БИБЛИОГРАФИЯ
349
Использование прецизионных измерений параметров решетки для
определения качества монокристаллических материалов.
123. Bartlett С. S., Massalski Т. В., Structure of Metals, McGraw-Hill, New
York, 1966.
124. Bartelink D. J., Moll J. L., Meyer N. /., Phys. Rev. 130, 972 (1963).
Эмиссия горячих электронов из мелких р — п-переходов в кремнии.
125. Beadle W. Е., uaburlos К. Е., Eckton W. Н., Jr., IEEE Trans. Electron
Devices, ED-16, 125 (1969).
Разработка, изготовление и определение качества германиевого ми¬
кроволнового транзистора.
126. Beer S. Z., Journ. Electrochem. Soc., 116, 263 (1969).
Растворение фосфида алюминия в алюминии.
127. Bell R. L„ Solid-State Electron., 12, 475 (1969).
Термоионная эмиссия фотокатода из GaAs.
128. Bell R. L., Spicer W. E., Proc. IEEE, 58, 1788 (1970).
Фотокатоды из соединений AhjBv; новое семейство фотоэмиттеров
с резко улучшенными характеристиками.
129. Bell R. L., Uebbing J. J., Appl. Phys. Lett., 12, 76 (1968).
Фотоэмиссия из InP—Cs—O.
130. Белоглазое А. В., Биндеман P., Грачев В. М., Юнович А. Э., ФТП, 3,
вып. 11, 1608 (1969).
Структура спектра излучения фосфида галлия, связанная с примес¬
ными комплексами Zn—О и Cd—О.
131. Bender В. G„ U. S. Patent 3036250 (1962).
Полупроводниковое устройство.
132. Bender В. G., Bernstein L., U. S. Patent 3141226 (1965).
Крепление электрода к полупроводнику.
133. Berchtold К., Proc. Int. Conf.' Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 221, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Некоторые свойства гетеропереходов InSb—Si.
134. Bergh A. A., Strain R. J., Abstract No. 499, Trans, of Electrochem. Soc.
Meeting, October 1968 (1968).
Контакты для электролюминесцентных диодов из фосфида галлия.
135. Bergh A. A., Strain R. J., в книге: Ohmic Contacts to Semiconductors,
Ed. В. Schwartz, Electrochem. Soc., New York, 1969.
Контакт к электролюминесцентным диодам из фосфида галлия.
136. Berglund С. N„ Appl. Phys. Lett., 9, 441 (1966).
Электролюминесценция структур металл — диэлектрик—полупровод¬
ник на основе арсенида галлия.
137. Berglund С. N., Powell R. У., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. He¬
terojunctions Layer Structures, Budapest; 5, 71, 1970. Hung. Acad. Scien¬
ces, Budapest, Hungary.
Применение фотоинжекции для исследования свойств границы раз¬
дела структур металл — диэлектрик — полупроводник.
138. Berkenblit М., Reisman A., Light Т. В., Journ. Electrochem. Soc., 115, 966
(1968).
Эпитаксиальное выращивание зеркально-гладкого Ge на GaAs и Ge
с помощью низкотемпературной реакции диспропорционирования Gel2.
139. Berman /., Comer J. J., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat.
Meeting. Los Angeles, Spring 1970, p. 427 (1970). [См. также Journ. Elec¬
trochem. Soc., 117, 104c (1970).]
Печь сопротивления для гетероэпитаксиального выращивания моно¬
кристаллов P-SiC через металлический расплав.
140. Bernstein L. J., Semicond. Prod., 4 (July), 29 (1961).
Сплавление золота с эвтектическими поверхностями германия, крем¬
ния и алюминия.
350
БИБЛИОГРАФИЯ
141. Bernstein L. J., Journ. Electrochem. Soc., 109, 270 (1962).
Сплавление с поверхностями соединений ЛшВv.
142. Bernstein L. L, Journ. Electrochem. Soc., 113, 1282 (1966).
Соединение полупроводников методом взаимодиффузии твердое те¬
ло— жидкость. I. Системы Ag—In, Au—In и Cu—In.
143. Bernstein L. J., Beals P. L., Journ. Appl. Phys., 32, 122 (1961).
Термическое расширение и связанные с ним проблемы химической
связи некоторых полупроводниковых соединений ЛшВу.
144. Berry W. В., Solid-State Electron., 10, 79 (1967).
Инверсная заселенность в гетеропереходных структурах.
145. Bertoti /., Farkas-Jahnke М., Lendvay Е., Nemeth Г., Journ. Mater. Sci.,
4, 699 (1969).
Гетероэпитаксиальное выращивание ZnS на GaP.
146. Bertoti /., Goryunova N. A., Varga L., Nemeth Т., Ргос. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 107, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Гетероэпитаксия соединений ZnSiP2, ZnGeP2 и CdSnAs2.
147. Bhola S. R., Mayer A., RCA Rev., 24, 511 (1963).
Эпитаксиальное осаждение кремния методом термического разложе¬
ния силапа.
148. Biard 1. R., Shaunfield W. N., Jr., IEEE Trans. Electron Devices, ED-14,
233 (1967).
Модель лавинного фотодиода.
149. Биленко Д. И., Ильин В. С., Галаишикова Ю. Н., Костюнина Г. П., Ка¬
закова Н. П., Синцова Г. И., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.,
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 229, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Отражение электромагнитного излучения тонкими монокристалличе-
скими слоями полупроводника и гетеропереходами.
150. Transistor Technology, v. 3, p. 175. Ed. Biondi F. J. Van Nostrand-Rein-
hold, Princeton, New Jersey, 1958.
151. Biter W. J., Lauer R. B., Journ. Electrochem. Soc., 117, 126 (1970).
Плавные гетеропереходы ZnS—CdS, полученные эпитаксиальным вы¬
ращиванием.
152. Black J., Lublin P., Journ. Appl. Phys., 35, 2462 (1964).
Электрические и рентгеновские измерения параметров решетки GaAs,
легированного Se, Те, Zn и Cd, и напряжения, создаваемые этими эле¬
ментами при их диффузии в GaAs.
153. Blount G. Н., Journ. Electrochem. Soc., 113, 690 (1966).
Омические электрические контакты к высокоомным кристаллам ZnS.
154. Blum S. Е., Chicotka R. J., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat.
Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 202 (1970).
Получение гомогенных сплавов соединений ЛщВу.
155. Blum W., Hogaboom G. В., Principles of Electroplating and Electroform¬
ing. McGraw-Hill, New York, 1949.
156. Bobb L. C., Holloway H., Maxwell К. H., Zimmerman E., Journ. Appl.
Phys., 37, 3909 (1966).
Эпитаксиальное выращивание арсеиида галлия с объемными свой¬
ствами на подложках из арсеиида галлия и германия.
157 Bobb L. С., Holloway И., Maxwell К. Н., Zimmerman Е., Phys. Chem. So¬
lids, 27, 1679 (1966).
Ориентированное выращивание полупроводников. II. Гомоэпитаксия
арсеиида галлия.
158. Bobb L. С., Holloway Н., Maxwell К. Н., Zimmerman Е., Journ. Appl.
Phys., 37, 4687 (1966).
Ориентированное выращивание полупроводников. IJL Выращивание
арсенида галлия на германии,
БИБЛИОГРАФИЯ
351
159. Boer К. W„ Hall R. B„ Journ. Appl. Phys., 37, 4739 (1966).
Многослойные омические контакты па CdS.
160. Boer К. W., Lubitz К-, Zs. Naturforsch., 17a, 397 (1962).
К проблеме контактов па монокристаллах CdS.
161. Болтакс Б. И., Диффузия в полупроводниках, Физматгиз, М., 1969.
162. Bond W. L„ Acta Crystallogr., 13, 814 (1960).
Прецизионное измерение постоянной решетки.
163. Bonnet D., Rabenhorsl Н., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; 1, 119, 1970. Hung. acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Тонкопленочные p — п-гетеродиоды CdS—CdTe с переменной шири¬
ной запрещенной зоны.
164. Borneman Е. Н., Schwartz R. F., Stickler J. J., Journ. Appl. Phys., 26,
1021 (1955).
Выпрямляющие свойства контактов металл — полупроводник.
165. Bortfeld D. P., Kleinknecht H. P., J. Appl. Phys., 39, 6104 (1968).
Инжекционпая электролюминесценция сплавных переходов на ZnTe.
166. Bott I. В., Hilsum С., Smith К■ С. //., Solid-State Electron., 10, 137
(1967).
Конструкция и свойства электронных генераторов, полученных эпи¬
таксиальным методом.
167. Bougher A., Hollan L., Journ. Electrochem. Soc., 117, 932 (1970).
Термодинамические и экспериментальные аспекты выращивания ар¬
сенида галлия из газовой фазы.
168. Braslau N., Gunn J. В., Staples J. L., Solid-State Electron., 10, 381 (1967).
Контакты металл — полупроводник для устройств, использующих
объемные свойства GaAs.
169. Brattaln W. Н., Bardeen J., Bell Syst. Techn. Journ. 32, 1 (1953).
Поверхностные свойства германия.
170. Braunstein A. /., Braunstein М., Picus G. S., Appl. Phys. Lett., 8, 95
(1966).
Зависимость высоты барьеров в туннельных переходах на AI2O3 от
напряжения.
171. Braunstein М., Henderson R. R., Braunstein А. /., Appl. Phys. Lett., 12, 66
(1968).
Выращивание монокристаллических пленок кремния на аморфных
кварцевых подложках с помощью движущейся маски.
172. Braunstein R., Phys. Rev., 130, 869 (1963).
Структура валентной зоны сплавов германий — кремний.
173. Braunstein R., Phys. Rev., 130, 879 (1963).
Спектры колебаний решетки сплавов германий — кремний.
174. Braunstein R., Pankove J. /., Nelson H., Appl. Phys. Lett., 3, 31 (1963),
Влияние легирования на пик излучения и, край поглощения GaAs.
175. Breitschwerdl К. G., Journ. Appl. Phys., 34, 2610 (1963).
Прямое и непрямое туннелирование в германии при различных тем¬
пературах.
176. Brewer L., Somayajulu G. R., Brackett E., Chem. Rev., 63, 111 (1963).
Термодинамические свойства газообразных дигалогенидов металлов.
177. Transistor Technology, v. 1, p. 331, 343. Ed. Briggers H. F., Scaff J. H.,'
Shive J. N. Van Nostrand-Reinhold, Princeton, New Jersey, 1958.
178. Brojdo S., Solid-State Electron., 6, 611 (1963).
Характеристики диэлектрического диода и триода на очень высоких
частотах.
179. Brojdo S., Riley Т. J., Wright G. Т., Brit. Journ. Appl. Phys., 16, 133
(1965).
Гетеропереходный транзистор и триод с ограничением простран-:
ственным зарядом.
352
БИБЛИОГРАФИЯ
180. Broom R. F., Phys. Lett., 4, 330 (1963).
Работа лазеров на арсениде галлия при комнатной температуре.
181. Brown D. М., Cray P. V., Journ. Electrochem. Soc., 115, 760 (1968),
Исследование «быстрых» состояний на границе раздела Si—S1O2.
182. Brown D. М., Engeler W. E., Carfinkel М., Gray P. V., Solid-State Elec¬
tron., 11, 1105 (1968).
Технология устройства тугоплавкий металл — кремний.
183. Brownson J., Journ. Appl. Phys., 35, 1356 (1964).
Вплавные гетеропереходы Ge—Si.
184. Brownson J., Trans. AIME, 233, 450 (1965).
Вплавные гетеропереходы n—n Ge—Si с высоким быстродействием.
185. Bryla S. М., Feldman С., Journ. Appl. Phys., 33, 774 (1962).
Контактный потенциал тонких металлических пленок.
186. Bude R. Н., Photoconductivity of Solids, p. 82. Wiley, New York,
1960. (См. перевод: P. Бьюб, Фотопроводимость твердых тел. ИЛ, М.,
1962.)
187. Bube R. Н., Journ. Appl. Phys., 33, 1733 (1962).
Определение концентрации ловушек по токам, ограниченным про¬
странственным зарядом.
188. Bube R. Н„ Lind Е. L„ Phys. Rev., 110, 1040 (1958).
Фотопроводимость кристаллов ZnSe и корреляция донорных и акцеп¬
торных уровней в фотопроводниках Anflvi.
189. Buhanan D„ IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 117 (1969).
Исследование температурной зависимости коэффициента усиления по
току кремниевых транзисторов.
190. Bullis W. М., Solid-State Electron., 9, 143, (1966).
Свойства золота в кремнии.
191. Fundamentals of Silicon Integrated Device Technology, eds. Burger R. H.,
Donovan R. P., Prentice-Hall, Englewood Cliffs, New Jersey, 1967.
192. Burmeister R. A., Jr., Regehr R. W., Trans. AIME, 245, 565 (1969).
Эпитаксиальное выращивание GaAsi_*Px на германиевых подлож¬
ках.
193. Burnham R. D., Holonyak N., Jr., Scifres D. R., Appl. Phys. Lett., 17, 455
(1970).
Лазеры и источники некогерентного света на гетероструктуре
Al*Gai—xAsi—уР у—GaAsi—^Р у.
194. Burns J. W„ Trans. AIME, 242, 432 (1968).
Эпитаксиальное выращивание GaSb из жидкой фазы.
195. Burstein Е., Phys. Rev., 93, 632 (1964).
Предел аномального оптического поглощения в InSb.
196. Butler J. К., Sommers Н. S., Jr., Kressel H., Appl. Phys. Lett., 17, 403
(1970).
Поперечные моды высшего порядка в резонаторах гетеропереходных
диодных лазеров.
197. Butler W., Muscheid W., Ann. Phys. (Leipzig), Sect. 6, 14, 215 (1954); 15,
82 (1955).
Создание электрических контактов для исследования монокристаллов
сульфида кадмия типа I и II.
198. Буторина Л. Н., Толомаэов В. А., Кристаллография, 10, 547 (1965).
Получение германиевых пленок термическим испарением в вакууме
с Применением газового травления.
199. Быковский Ю. А., Елесин В. Ф., Зуев В. В., ФТП, 3, вып. 11, 1713
(1969).
О возможности отрицательной дифференциальной проводимости в
полупроводнике, содержащем притягивающие примесные центры.
200 Быковский Ю. А., Елхов В. А., Ларкин Л. И., ФТП, 4, вып. 2, 341
(1970).
БИБЛИОГРАФИЯ
353
Когерентность излучения полупроводникового лазера и его использо¬
вание в голографии.
201. Calow J. Т., Deasley P. J., Owen S. J. Т., Webb P. W., Journ. Mater. Sci„
2, 88 (1967).
Полупроводниковые гетеропереходы (обзор).
202. Calow J. Т., Owen S. J. Т., Webb P. W„ Phys. Status Solidi, 28, 295
(1968).
Выращивание и электрические характеристики эпитаксиальных слоев
ZnSe на Ge р-типа.
203. Calzolari P. U„ Graff ti S., Ргос. IEEE, 57, 1293 (1969).
К падению коэффициента усиления по току транзисторов с перехо¬
дами.
204. Carr Т. G., Richmond J. С., Wagner R. G., IEEE Trans. Electron Devices,
ED-17, 507 (1970).
Координатно-чувствительные фотодиоды с барьерами Шоттки; зави¬
сящие от времени сигналы и эффекты насыщения фоном.
205. Carruthers Т., Bull. Ашег. Phys. Soc., 14, 413 (1969).
Температурная зависимость структуры, связанной с туннелированием
в переходах GaAs—Au с барьерами Шоттки.
206. Casey Н. С., Jr., Stanford Electron. Labs. Techn. Rep. No. 1802-1, Stan¬
ford Univ., Stanford, California.
Изготовление переключающих диодов субнаносекундного диапазона
из арсенида галлия.
207. Casey Н. С., Jr., Panish М. В., Journ. Appl. Phys., 40, 4910 (1969).
Зависимость ширины запрещенной зоны для прямых и непрямых пе¬
реходов от состава Gai-xALAs.
208. Casey Н. С., Jr., Silversmith D. J., Journ. Appl. Phys., 40, 241 (1969).
Туннелирование, сопровождаемое излучением, в резких асимметрич¬
ных переходах в GaAs.
209. Cave Е. F., Czorny В. R., RCA Rev., 24, 523 (1963).
Эпитаксиальное осаждение слоев кремния и германия методом раз¬
ложения хлорида.
210. Caywood J. М., Mead С. A., Appl. Phys. Lett., 15, 14 (1969).
Природа зависящей от поля эффективности собирания в фотопро¬
водниках с ограничением контактами.
211. Cerniglia N. Р., Топпег R. С., Berkovits G., Solomon А. Н., IEEE Trans.
Electron Devices, ED-15, 674 (1968).
Диоды с барьерами Шоттки для интегральных микроволновых сме¬
сителей с низким уровнем шума.
212. Chang С. С., Surface Sci., 23, 283 (1970).
Загрязнения на химически травленных поверхностях кремния.
213. Chang С. С., Surface Sci., 25, 53—79 (1971).
Спектроскопия оже-электронов.
214. Chang L. L., Solid-State Electron., 8, 86 (1965).
Зависимость от поля поверхностной подвижности на границе раздела
п — ц-гетеропереходов.
215. Chang L. L., Solid-State Electron., 8, 721 (1965).
Проводящие свойства гетеропереходов п—n-Ge—GaAsi_*Px.
216. Chang L. L., Journ. Appl. Phys., 37, 3908 (1966).
Комментарии в связи с граничными условиями на переходе для слу¬
чая гетеропереходов.
217. Chang L. L., Esaki L., Stiles P. J., Journ. Appl. Phys., 39, 6049 (1968),
Туннельный переход GeTe—GaAs—барьер типа Шоттки с отрица¬
тельным сопротивлением.
218. Chang L. L., Esaki L., Stiles P. J., Bull. Amer. Phys. Soc., 13, 456 (1968).
Отрицательное сопротивление в туннельных гетеропереходах типа
Шоттки.
12 Зак. 285
354
БИБЛИОГРАФИЯ
219. Chang Y. F., Journ. Appl. Phys., 36, 3350 (1965).
Граничные условия на переходе для случая гетеропереходов.
220. Chang Y. F., Proc. IEEE, 54, 1965 (1966).
К вопросу о граничных условиях на переходе для случая гетеро¬
переходов.
221. Chang Y. F., Journ. Electrochem. Soc., 117, 97C (1970). [См. также Elec¬
trochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring
1970, p. 268 (1970).}
Получение гетеропереходов методом вплавления растворов золота.
222. Chapman R. A., Journ. Appl. Phys., 35, 2832 (1964).
Термоэлектрическая работа выхода алюминиевых электродов, покры¬
тых тонким слоем окисла и находящихся в вакууме или парах
цезия.
223. Chapra К. L., Journ. Appl. Phys., 40, 906 (1969).
Эпитаксиальное выращивание пленок на подложках, покрытых
аморфным осажденным слоем.
224. Chenette Е. R., Pedersen R. A., Edwards R., Kleimack J. J., Proc. IEEE,
56, 232 (1968).
Интегральная схема с диодами Шоттки для контроля времени накоп¬
ления в транзисторах.
225. Chino К., Ariyoshi FI., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1130 (1968).
Влияние полировки поверхности на чувствительность к напряжениям
диода с барьером Шоттки.
226. Cho A. Y„ Journ. Appl. Phys., 41, 782 (1970).
Эпитаксиальное выращивание фосфида галлия на сколотом и полиро¬
ванном (111) фториде кальция.
227. Chow С. К-, Journ. Appl. Phys., 34, 2490 (1963).
По поводу туннельных уравнений Холма и Стрэттона.
228. Chow С. К., Journ. Appl. Phys., 34, 2599 (1963).
Влияние неоднородности толщины изолирующей пленки на туннель¬
ные характеристики.
229. Chow С. К., Journ. Appl. Phys., 34, 2918 (1967).
Температурные зависимости туннельных структур на ВеО.
230. Christ J. G., Ramsey J. N., IEEE Spectrum, 6, 109 (1969).
Методы анализа микроминиатюрных схем.
231. Christensen Н., Bell Lab. Rec., 36, 127 (1959).
Электрические контакты с термокомпрессионными соединениями.
232. Christian S. М., U. S. Patent 3211970 (1965).
Полупроводниковые устройства.
233. Chu Т. L., Kelm R. W., Journ. Electrochem. Soc., 116, 1261 (1969).
Травление германия водяным паром и сероводородом.
234. Chudobiak W. J., Proc. IEEE, 56, 2176 (1968).
Об эффектах оттеснения и механизмах отказов в транзисторных пе¬
реключателях большой мощности.
235. Chudobiak W. J., Proc. IEEE, 57, 718 (1969).
О напряжении насыщения коллектор — эмиттер в статическом ре¬
жиме у транзистора со слабо легированным коллектором.
236. Chung Tchang II, Journ. Electrochem. Soc., 109, 229 (1962).
Исследование вплавления алюминия в кремний.
237. Chynoweth A. G, McKay К. G., Phys. Rev., 106, 418 (1957).
Внутренняя полевая эмиссия в кремниевых р — гс-переходах.
238. Chynoweth A. G., Feldmann W. L., Logan R. A., Phys. Rev., 121, 684
(1961).
Избыточный туннельный ток в кремниевых переходах Эсаки.
239. Claassen R. S., Journ. Appl. Phys., 32, 2372 (1961).
Избыточный ток и ток в максимуме вольтамперной характеристики
диодов Эсаки.
БИБЛИОГРАФИЯ
355
240. Clark А. Н., Alibozek R. G., Journ. Appl. Phys., 39, 2156 (1968),
Низкотемпературная ориентация кремниевых пленок, полученных
распылением через движущуюся маску.
241. Clark L. £., Ргос. IEEE, 57, 1670 (1969).
Падение коэффициента усиления при большом токе.
242. Clark L., Wook J., Journ. Sci. Instrum., 42, 51 (1965).
Метод получения омических контактов па кристаллах сульфида кад¬
мия для холловских измерений.
243. Clawson A. R., Wieder Н. Н., Solid-State Electron., 10, 57 (1967).
Электрические и гальваномагнитные свойства дендритных монокри¬
сталлов InSb.
244. Cohen J., Journ. Appl. Phys., 33, 1999 (1962).
Туннельная эмиссия в вакуум.
245. Cohen ]., Journ. Appl. Phys. Lett., 1, 61 (1962).
Туннельная эмиссия в вакуум. II.
246. Cohen J., Solid-State Electron., 8, 79 (1965).
Термокомпрессионные контакты платина — кремний.
247. Cohen М. L., Bergstresser Т. К., Phys. Rev., 141, 789 (1966).
Зонная структура и форм-факторы псевдопотеициала четырнадцати
полупроводников со структурой алмаза и цинковой обманки.
248. Cohen М. М., Bedard F. D., Journ. Appl. Phys., 39, 285 (1968).
Электрические свойства монокристаллов фосфида галлия, легирован¬
ных цинком.
249. Cohen-Solal G., Marfaing У., Solid-State Electron., 11, 1131 (1968).
Перенос фотоносителей в структурах Cd*Hgi_*Te с переменной ши¬
риной запрещенной зоны.
250. Colman D., Rev. Sci. Instrum., 39, 1946 (1968).
Измерения эффекта Холла на образцах с высоким сопротивле¬
нием.
251. Conley ]. W., Mahan G. D„ Phys. Rev., 161, 681 (1967).
Туннельная спектроскопия в GaAs.
252. Conrad R. W., Hoyt P. L., Martin D. D„ Journ. Electrochem. Soc., 114,
164 (1967).
Получение Ga*Ini-iAs эпитаксиальным методом.
253. Conrad R. W., Reynolds R. A., Jeffcoat M. W., Solid-State Electron., 10,
507 (1967).
Получение эпитаксиального арсенида галлия высокой чистоты из
элементов.
254. Constantinescu С., Goldenblum A., Sostarich М., Ргос. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 249, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
К эмиссии света из сильно легированных гетеропереходов AlGaAs—
GaAs.
255. Conwell Е. М., Ргос. IRE, 46, 1281 (1958).
Свойства германия и кремния. II.
256. Conwell Е. М., Phys. Rev., 135, Al 138 (1964).
Относительные потери электронов, связанные с оптическими и аку¬
стическими модами при лавинном пробое в Ge.
257. Conwell Е. М., Solid State Phys. Suppl., 9 (1967).
Явления переноса в полупроводниках в сильном поле.
258. Cooper A. S., Acta Crystallogr., 15, 578 (1962).
i Точные значения постоянных решетки германия, алюминия, арсенида
галлия, урана, серы, кварца и сапфира.
259. Сорреп P. J., Matzen W. Т., IRE Trans. Electron Devices, ED-9, 75
(1962).
Распределение рекомбинационного тока в переходах эмиттер — база
кремниевых транзисторов.
12*
356
БИБЛИОГРАФИЯ
260. Cottrell А. Я, Dislocations and Plastic Flow in Crystals, p. 39. Oxford
Univ. Press (Clarendon), London and New York. (См. перевод: А. Г. Кот-
релл, Дислокации и пластическое течение в кристаллах, Металлургиздат,
М., 1958.)
261. Courtens Е., Chernow F., Appl. Phys. Lett., 8, 3 (1966).
Контактные барьеры на изолирующем CdS.
262. Courvoisier J., U. S. Papent 3102828 (1963).
Метод получения полупроводников.
263. Cowley А. М., Journ. Appl. Phys., 37, 3024 (1966).
Емкость обедненного слоя и контактная разность потенциалов в дио¬
дах из фосфида галлия с барьером Шоттки.
264. Cowley А. М., Heffner Н., Journ. Appl. Phys., 35, 255 (1964).
Поверхностный барьер фосфид галлия — золото.
265. Cowley А. М., Sorenson Я. О., IEEE Trans. Microwave Theory Tech.,
MTT-14, 588 (1966).
Количественное сравнение твердотельных микроволновых детекторов.
266. Cowley А. М., Sze S. М., Journ. Appl. Phys., 36, 3212 (1965).
Поверхностные состояния и высота барьера в системах металл — по¬
лупроводник.
267. Cowley А. М., Zettler R. A., IEEE Trans. Electron Devices, ED-15, 761
(1968).
Дробовой шум в кремниевых диодах с барьером Шоттки.
268. Сох R. Я, Hasty Т. Е., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968,
Abstr. No. 496.
Металлургия вплавных омических контактов для генератора Ганна.
269. Сох R. Н., Hasty Т. Е., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors,
ed. В. Schwartz, Electrochem. Soc., New York, 1969.
Металлургия вплавных омических контактов для генератора Ганна.
270. Сох R. Я, Strack Н., Solid-State Electron., 10, 1213 (1967).
Омические контакты для устройств из арсенида галлия.
271. Craford М. G., Groves W. О., Fox М. ]., Journ. Electrochem. Soc., 117,
93С (1970); 118, 355 (1970); Electrochem. Soc. Extended Abstr, 137th
Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 199.
Инжекционные лазеры на гетероструктурах GaAs—GaAsP.
272 Cronin G. R., Conrad R. W., Borrello S. R., Journ. Electrochem. Soc, 113,
1336 (1966).
Эпитаксиальный GaAs на полуизолирующей подложке из GaAs.
273. Crowder В. L., Hammer W. N., Phys. Rev, 150, 541 (1966).
Мелкие акцепторные состояния в ZnTe и CdTe.
274 Crowder В. L., Morehead F. F., Wagner P. R., Appl. Phys. Lett, 8, 148
(1966).
Эффективная инжекционная люминесценция ZnTe при лавинном
пробое.
275. Crowell С. R., Solid-State Electron, 8, 395 (1965).
Константа Ричардсона для термоэлектронной эмиссии в диодах с
барьерами Шоттки.
276. Crowell С. R., Bull. Amer. Phys. Soc, 13, 456 (1968).
Термоэлектронные аномалии и аномалии при нулевом смещении в
барьерах (Шоттки) металл — полупроводник.
277. Crowell С. R., в книге: Ohmic Contacts to Semiconductors.
Ed. В. Schwartz, Electrochem. Soc, New York, 1969.
Общие нормализованные вольтамперные характеристики квазиомиче-
ских контактов.
278. Crowell С. R., Solid-State Electron, 12, 55 (1969).
Константы Ричардсона и «туннельная» эффективная масса для тер¬
моэлектронной и термоэлектронно-полевой эмиссии в диодах с барьерами
Шоттки.
БИБЛИОГРАФИЯ
357
279. Crowell С. R., Surface Sci., 13, 13 (1969).
Граница раздела металл — полупроводник.
280. Crowell С. R., Rideout V. L., Solid-State Electron., 12, 89 (1969).
Нормализованная термоэлектронно-полевая эмиссия в барьерах
(Шоттки) металл — полупроводник.
281. Crowell С. R., Rideout V. L., Appl. Phys. Lett., 14, 85 (1969).
Термоэлектронно-полевые максимумы сопротивления в барьерах
(Шоттки) металл — полупроводник.
282. Crowell С. R., Roberts G. /., Journ. Appl. Phys., 40, 3726 (1969).
Влияние поверхностных состояний и границы раздела на соотноше¬
ние между емкостью и напряжением для барьеров Шоттки.
283. Crowell С. R., Sze S. М., Solid-State Electron., 8, 673 (1965).
Обратное рассеяние электронов фононами в коллекторе транзистора
с горячими электронами.
284. Crowell С. R., Sze S. М., Solid-State Electron., 8, 979 (1965).
Рассеяние электронов оптическими фононами в эмиттерных и кол¬
лекторных барьерах структур полупроводник — металл — полупроводник.
285. Crowell С. R., Sze S. М., Phys. Rev. Lett., 15, 659 (1965).
Баллистические измерения средней длины свободного пробега горя¬
чих электронов в пленках Au.
286. Crowell С. R„ Sze S. М., Appl. Phys. Lett., 9, 242 (1966).
Температурная зависимость лавинного умножения в полупроводни¬
ках.
287. Crowell С. R., Sze S. М., Journ. Appl. Phys., 37, 2683 (1966).
Квантовомеханическое отражение электронов на барьерах металл —
полупроводник: перенос электронов в структурах полупроводник — ме¬
талл — полупроводник.
288. Crowell С. R., Sze А. М., Solid-State Electron., 9, 1035 (1966).
Перенос тока в барьерах металл — полупроводник.
289. Crowell С. R., Spitzer W. G., White Н. G., Appl. Phys. Lett., 1, 3 (1962).
Пробег фотовозбужденных дырок в Au.
290. Crowell С. R., Spitzer W. G., Howarth L. E., LeBate E. E., Phys. Rev.,
127, 2006 (1962).
Измерения длины затухания горячих электронов в металлических
пленках.
291. Crowell С. R., Sze S. М., Spitzer W. G., Appl. Phys. Lett., 4, 91 (1964).
Равенство температурной зависимости поверхностного барьера золо¬
то— кремний и ширины запрещенной зоны кремния в диодах Au — крем¬
ний п-типа.
292. Crowell С. R., Sarace J. С., Sze S. М., Trans. AIME, 233, 478 (1965).
Диоды вольфрам — полупроводник с барьерами Шоттки.
293. Crowell С. R., Shore Н. В., LeBate Е. Е., Journ. Appl. Phys., 36, 3843
(1965).
Эффекты, связанные с поверхностными состояниями и границей раз¬
дела в барьерах Шоттки на поверхностях n-Si.
294. Кручеано £., Никулеску Д., Стоматеску И., Нистор Н., Ионеску-Бужор С.,
ФТТ, 7, вып. 7, 2039 (1965).
Электрические свойства некоторых твердых растворов системы
ZnxHgi-iTe.
295. Cserveny S. I., Int. Journ. Electron., 25, 65 (1968).
Распределение потенциала и емкость резких гетеропереходов.
296. Csoka L. М., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 5, 265, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Барьеры (Шоттки) металл — полупроводник как гетеропереходы.
297. Cullen D. Е., Compton W. D., Bull. Amer Phys. Soc., 14, 414 (1969).
Туннельная спектроскопия сильно легированного кремния р-типа.
358
БИБЛИОГРАФИЯ
298. Cunnell F. A., Edmond J. Т., Harding W. R., Solid-State Electron., 1, 97
(1960).
Технология GaAs.
299. Cunningham J. A., Solid-State Electron., 8, 735 (1965).
Растянутые контакты и соединения для монолитных кремниевых ин¬
тегральных схем.
300. Cunningham J. A., Harper J. G., Electron. Eng., 26, 74 (1967).
Надежность полупроводниковых устройств; основное внимание —
контактам.
301. Curtis В. J., Emmenegger F. P., Nitschet R., RCA Rev., 31, 647 (1970).
Получение соединений трех и четырех элементов методом выращи¬
вания из газовой фазы.
302. Cusano D. A., Solid-State Electron., 6, 217 (1963).
Солнечные элементы на CdTe и фотовольтаические гетеропереходы
на соединениях AuByi.
303. Cuttriss D. В., Bell Syst. Techn. Journ., 40, 509 (1961).
Соотношение между поверхностной концентрацией и средней прово¬
димостью диффузионных слоев в германии.
304. Даценко Л. И., Клочков Ю. А., Тхорик Ю. A., Abstr. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Исследование кристаллографического совершенства гетероструктур.
305. Dale J. R., Phys. Status Solidi, 16, 351 (1966).
Сплавные полупроводниковые гетероструктуры.
306. Dale J. R., Josh M. /., Solid-State Electron., 7, 777 (1964).
Сплавы для устройств на GaAs.
307. Dale J. R., Josh M. J., Solid-State Electron., 8, 1 (1965).
Получение гетеропереходов сплавлением.
308. Dale J. R., Turner R. G., Solid-State Electron., 6, 388 (1963).
Простые омические контакты к арсениду галлия.
309. Danahy Е. L., Electro-Optical Systems Design, May, p. 36 (1970).
Реальный мир кремниевых фотодиодов.
310. Данилюк С. А., Кот М. В., Изв. АН СССР, сер. физ., 28, 973 (1965).
Структура и электрические свойства систем HgTe—ZnTe.
311. Das М. В., Boothroyd A. R., IRE Trans. Electron Devices, ED-8, 15
(1961).
Определение физических параметров диффузионных и дрейфовых
транзисторов.
312. Davey J. Е., Journ. Phys., 33, 1015 (1962).
Эпитаксиальное выращивание германиевых пленок на германии испа¬
рением в вакууме.
313. Davey J. Е., Appl. Phys. Lett., 8, 164 (1966).
Электрические характеристики эпитаксиальных германиевых пленок
толщиной вплоть до 10е А, полученных осаждением в вакууме на полу-
изолирующем GaAs.
314. Davey J. Е., Pankey Т., Journ. Appl. Phys., 35, 2203 (1964).
Структурные и оптические характеристики тонких пленок GaAs.
315. Davey J. Е., Pankey Т., Journ. Appl. Phys., 39, 1941 (1968).
Эпитаксиальные пленки GaAs, полученные испарением в вакууме.
316. Davey J. Е., Pankey Т., Journ. Appl. Phys., 40, 212 (1969).
Структурные и оптические методы определения свойств пленок GaP,
полученных осаждением в вакууме.
317. Davis J. L., Norr М. К-, Journ. Appl. Phys., 37, 1670 (1966).
Гетеропереходы между эпитаксиальным Ge и PbS.
318. Davis L. С., Steinrisser F„ Phys. Rev., В 1, 614 (1970).
Одноэлектронное туннелирование и туннелирование с участием фо¬
нонов в барьерах Шоттки на п-Ge,
БИБЛИОГРАФИЯ
359
319. Davis М. Е., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 259, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Гетеропереходы n — n GaAs—GaP.
320. Davis M. E., Zeidenbergs G., Anderson R. L., Phys. Status Solidi, 34, 385
(1969).
Гетеропереходы GaAs—GaP.
321. Davis R. H., Hosack H. H., Journ. Appl. Phys., 34, 864 (1963).
Двойной барьер в тонкопленочном триоде.
322. Daw A. AL, Mitra R. AL, Solid-State Electron., 8, 697 (1965).
Электролитическое осаждение на полупроводниковых соединениях
AniBv.
323. Daw A. AL, Mitra R. AL, Choudhury N. K. D., Solid-State Electron., 10, 359
(1967).
Граничная частота дрейфового транзистора.
324. Dawson L R., Whelan J. М., Bull. Amer. Phys. Soc., 13, 375 (1968).
Выращивание тонких эпитаксиальных пленок GaAs из раствора Ga.
325. Deal В. Е., Snow Е. AL, Mead С. A., Phys. Chem. Solids, 27, 1873 (1966).
Энергетические барьеры в структурах металл — двуокись кремния —
кремний.
326. DeAlba Е., Warman ]., Phys. Chem. Solids, 29, 69 (1968).
Подвижность электронов в полярных полупроводниках в промежу¬
точных и высоких электрических полях.
327. Dekker А. J., Solid State Physics, Chap. 17. Prentice-Hall, Englewood,
Cliffs, New Jersey, 1957.
328. Dekker A. J., Solid State Phys., 6, 251 (1958).
Вторичная электронная эмиссия.
329. Demoulin E., van de Wiele F., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 267, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Инверсионные слои в резких гетеропереходах Si—Ge.
330. DeNobel D„ U. S. Patent 2865793 (1958).
Метод получения электрических контактов с полупроводниковыми
селенидами или теллур идами.
331. DeNobel £>., Kock Н. G„ Ргос. IEEE, 57, 2088 (1969).
Кремниевый лавинный времяпролетпый диод с барьером Шоттки.
332. Deslatted R. D., Appl. Phys. Lett., 15, 386 (1969).
Определение постоянной решетки кремния методом оптической и
рентгеновской интерферометрии.
333. Deuling Н. J., Bull. Amer. Pnys. Soc., 14, 414 (1969).
Влияние акустических фононов на туннелирование через контакты
металл — полупроводник.
334. Diedrich Н., Jotten К-, Int. Symp. Semicond. Devices, Paris, February
20—25, 1961. (1961).
Экспериментальные исследования германиевых транзисторов с ши¬
рокозонным эмиттером.
335. Dierschke Е. G., Pearson G. L., Journ. Appl. Phys., 41, 329 (1970).
Прямые и обратные туннельные токи в диффузионных р — «-перехо¬
дах в фосфиде галлия.
336. Dijk Н. V., Goorissen J., Journ. Phys. Chem. Suppl. No. 1, Proc. Int. Conf,
Crystal Growth, Boston, 1966 (Ed. H. S. Peiser), p. 531 (1967).
Монокристаллы сульфида кадмия, полученные эпитаксиальным вы¬
ращиванием на германиевых подложках.
337. DiLorenzo J. V., Moore G. Е., Jr., Machala A. E., Electrochem. Soc. Ex¬
tended Abstr., 137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 370 (1970),
Зависимость электрических свойств эпитаксиального GaAs, выращен¬
ного из газовой фазы, от концентрации паров AsCh,
360
БИБЛИОГРАФИЯ
338. Dismukes J, P., Yim W. М., Tietjen J. J., Novak R. E., RCA Rev., 31,
680 (1970).
Осаждение из паровой фазы полупроводящих мононитридов скан¬
дия, иттрия и редкоземельных элементов.
339. Ditrick N. Я., Nelson Я, RCA Eng., 7, 19 (1961).
Разработка и изготовление германиевых туннельных диодов.
340. Добрынин В. А., ФТП, 3, вып. 1, 16 (1969).
Анализ зонных диаграмм вырожденных гетеропереходов.
341. Dolega П., Zs. Naturforsch., 18, 653 (1963).
Теория р — л-гетеропереходов между полупроводниками с различ¬
ными кристаллическими решетками.
342. Donnelly J. P., Thesis, Carnegie Inst, of Technol., Pittsburgh, Pennsylva¬
nia, 1965.
Исследование гетеропереходов Ge-GaAs и Ge—Si.
343. Donnelly J. P., Milnes A. G., Proc. IEEE, 53, 2109 (1965).
Емкость гетеропереходов л-Ge — n-Si с двойным насыщением.
344. Donnelly J. P., Milnes A. G., Int. Journ. Electron., 20, 295 (1966).
Фотовольтаические характеристики p — л-гетеропереходов Ge—Si и
Ge—GaAs.
345. Donnelly J. P., Milnes A. G., Journ. Electrochem. Soc., 113, 297
(1966).
Эпитаксиальное выращивание Ge на Si методом выращивания из
раствора.
346. Donnelly J. P., Milnes A. G., Proc. IEE (London), 113, 1468 (1966).
Вольтамперные характеристики p — л-гетеропереходов Ge—Si и
Ge—GaAs.
347. Donnelly J. P., Milnes A. G., Solid-State Electron., 9, 174 (1966).
Фотовольтаический эффект в гетеродиодах л-Ge—л-Si.
348. Donnelly J. P., Milnes A. G., IEEE Trans. Electron Devices, ED-14, 63
(1967).
Емкость p — л-гетеропереходов с учетом влияния состояний на гра¬
нице раздела.
349. Dousmanis G. С., Duncan R. С., Journ. Appl. Phys., 29, 1627 (1958).
Вычисление формы и размеров областей пространственного заряда
вблизи поверхности полупроводников.
350. Dousmanis G. Е., Mueller С. W., Nelson Н., Appl. Phys. Lett., 3, 133
(1963).
Влияние легирования на частоту когерентного и некогерентного из¬
лучения диодов из GaAs.
351. Drangeid К. Е., Sommerhalder R., IBM Journ. Res. Develop., 14, 82
(1970).
Динамические свойства полевых транзисторов с барьером Шоттки.
352. Драпак И. Т., ФТП, 2, вып. 4, 614 (1968).
Видимое излучение гетеропереходов ZnO—СигО.
353. Дубенский К. К., Румянцева А. В., Рыжкин Ю. С., Трапезников В. И.,
ФТП, 4, вып. 5, 986 (1970).
О рекомбинационном излучении в гетероструктурах селенид цинка —
теллурид цинка.
354. Dumin D. J., Robinson P. Н., Journ. Cryst. Growth, 3/4, 214 (1968).
Электрически и оптически активные дефекты в пленках кремния на
сапфире.
355. Dumin D. J., Robinson Р. Я„ Cullen G. W., Gottlieb G. E., RCA Rev., 31,
620 (1970).
Гетероэпитаксиальное выращивание германия и кремния на изоли¬
рующих подложках.
356. Dunlap W. С., Jr., Phys. Rev., 94, 1531 (1954).
Диффузия примесей в германии.
БИБЛИОГРАФИЯ
361
357. Durupt P., Raynaud J.-P., Mesnard G., Solid-State Electron., 12, 469
(1969).
Гетеропереходы p-Ge — n-Si, полученные эпитаксией в вакууме.
358. Dutton R. W., Muller R. S., Solid-State Electron., 11, 749 (1968).
Тонкопленочные диоды CdS—CdTe.
359. Dyment J. C., D’Asaro L. A., Appl. Phys. Lett., 11, 292 (1967).
Работа в непрерывном режиме при 200 К переходных лазеров на
GaAs на алмазных теплоотводах.
360. Dyment J. С., Ripper J. Е., Roldan R. И. R., IEEE Journ. Quantum Elec¬
tron., QE-5, 415 (1969).
Пички на световых импульсах переходных лазеров на GaAs с моду¬
лированной добротностью.
361. Dyment J. С., Ripper J. Е„ Zachos Т. Н., Journ. Appl. Phys., 40, 1802
(1969).
Оптимальная ширина полоски для лазеров с переходами на GaAs,
работающих в непрерывном режиме.
362. Джафаров Т. Д., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 1, 131, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Дрейф ионов цинка в гетеропереходах GaAsi_yPy—GaAs.
363. Джафаров Т. Д., Степанова М. И., Субашиев В. К., ФТП, 1, вып. 9,
1306 (1967).
Получение и исследование электрических свойств в сплавах гетеро¬
переходов AlAs—GaAs.
364. Early J. М., Proc. IRE, 46, 1924 (1958).
Зависимость произведения усиления на полосу пропускания от струк¬
туры триодных транзисторов с переходами.
365. Eastman Р. С., Haering R. R., Barnes P. A., Solid-State Electron., 7, 879
(1964).
Инжекционная электролюминесценция в туннельных диодах ме¬
талл — полупроводник.
366. Eden R. С., Moll J. L., Spicer W. Е., Phys. Rev. Lett., 18, 597 (1967).
Экспериментальное свидетельство в пользу оптической заселенности
Х-минимумов в GaAs.
367. Effer D., Journ. Electrochem. Soc., 112, 1020 (1965).
Эпитаксиальное выращивание легированного и чистого GaAs в от¬
крытом процессе
368. Effer D., Antell G. R., Journ. Electrochem. Soc., 107, 252 (1960).
Получение InP, GaAs и GaP химическими методами.
369. Егиазарян Т. А., Мурыгин В. И., Рубин В. С., Стафеев В. И., ФТП, 3,
вып. 11, 1652 (1969).
Некоторые исследования S-диодов из полуизолирующего арсенида
галлия.
370. Ehrenreich Н., Journ. Appl. Phys., 32, 2155 (1961).
Зонная структура и явления переноса в некоторых соединениях
А\\\В у.
371. Ellis В., Moss Т. S., Solid-State Electron., 13, 1 (1970).
Расчетные эффективности практически используемых солнечных эле¬
ментов из GaAs и Si с учетом влияния встроенных электрических полей.
372. Ellis W. С., Frosch С. /., Zetterstrom R. В., Journ. Cryst. Growth., 2, 61
(1968).
Морфология кристаллов фосфида галлия, выращенных по методу
«пар — жидкость — твердое тело», с применением галлия в качестве
жидкости.
373. Emtage P. R., Journ. Appl. Phys., 33, 1950 (1962).
Электропроводность и фотовольтаический эффект в полупроводниках
с переменной шириной запрещенной зоны.
362
БИБЛИОГРАФИЯ
374. Emtage P. R., Tantraporn W., Phys. Rev. Lett., 8, 267 (1962).
Эмиссия Шоттки через тонкие изолирующие пленки.
375. Engstrom R. W., Journ. Opt. Soc. Amer., 37, 420 (1947).
Характеристики фотоумножителей для малых интенсивностей света.
376. Epstein A. S., DeBaets М. С., Solid-State Electron., 9, 1019 (1966).
Эффективность солнечного элемента из фосфида-арсенида галлия при
высоких интенсивностях света.
377. Esaki L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 1, 13, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Сверхрешетка — периодическая цепочка гетеропереходов.
378. Esaki L., Howard W. £., Heer ]., Surface Sci., 2, 127 (1964).
Явления переноса на границе раздела гетеропереходов Ge—GaAs.
379. Esaki L., Howard W. £., Heer J., Appl. Phys, Lett., 4, 3 (1964).
Электропроводность, связанная с эффектом поля в гетеропереходах
п — п Ge—GaAs.
380. Ettenberg М., Gilbert S., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat.
Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 270 (1970).
Газовый транспорт AlAs высокой чистоты.
381. Eversteyn F. С., Severin P. J. W., Brekel С. H. v. d., Peek H. L., Journ.
Electrochem. Soc., 117, 925 (1970).
Модель инертного слоя для эпитаксиального выращивания кремния
силановым методом в горизонтальном реакторе.
382. Ewing R. Е„ Smith D. /С, Journ. Appl. Phys., 39, 5943 (1968).
Неоднородности состава в эпитаксиальных слоях сплава GaAsi-xPx.
383. Файнер М. Ш., Обуховский Я. А., Сысоев Л. А., Гайсинский В. Б., ФТП,
3, вып. 11, 1735 (1969).
Получение омических контактов на монокристаллах сульфида кад¬
мия электролитическим осаждением индия
384. Fan Н. У., Navon D., Gebbie Н., Physica (Utrecht), 20, 855 (1954).
Рекомбинация и захват носителей в германии.
385. Fang F. F., Howard W. £., Journ. Appl. Phys., 35, 612 (1964).
Влияние ориентации кристалла на гетеропереходы Ge—GaAs.
386. Fang F. £., Yu H, N.. Proc. IEEE, 51, 860 (1963).
Эксперименты по оптической связи между p — «-переходом в GaAs
и гетеропереходом.
387. Faust J. W., Jr., John H. £., Rubenstein M. S. U. S. Patent 3447976 (1969).
Получение гетеропереходных устройств эпитаксиальным выращива¬
нием из растворов.
388. Feder R., Light Т., Journ. Appl. Phys., 39, 4870 (1968).
Прецизионные измерения термического расширения на полуизолирую-
щем GaAs.
389. Федотов Я. А., Матсон Е. А., Черкас К. В., ФТП, 1, вып. 1, 136 (1967).
Об электрических свойствах гетеропереходов германий — арсенид
галлия.
390. Федотов Я. А., Грацерштейн А. И., Зимогорова Н. С., ФТП, 4, вып. 5,
980 (1970).
Спектры фоточувствительности и электролюминесценции р — «-гете¬
ропереходов GaAs—InxGai-xAs.
391. Федотов Я. А., Груздева Г. А., Ковалев А. И., Супалов В. А., ФТП, 4,
вып. 5, 825 (1970).
Изотипные гетеропереходы «-Ge—«-Si.
392. Федотов Я. А. и др., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; p. 8, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Электрофизические свойства гетеропереходов на основе полупровод¬
ников АшВу, AiiBvi и Si—SiOj.
БИБЛИОГРАФИЯ
363
393. Федотов Я. А. и др., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; p. 9, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Методы получения гетеропереходов Ge—GaAs и исследования их
электрофизических свойств.
394. Фелтиныи И., Фрейберга Л., Latv. PSR Zinat. Akad. Vestis Fiz. Teh.
Zinat. Ser., p. 123 (1965).
Некоторые исследования гетеропереходов Si—SiC и Ge—SiC.
395. Fergusson R R., Gabor Т., J. Electrochem. Soc., Ill, 585 (1964).
Перенос арсенида галлия в газовой фазе методом химической реак¬
ции.
396. Fertin J., Lack В., Meu.lem.an Dupus I., L’Hermite, Petit R., IEEE
Trans. Nucl. Sci., NS-15, 179 (1968).
Эпитаксиальный кремниевый диод для гибридного фотоумножителя.
397. Feucht D. L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 1, 39, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Получение и свойства гетеропереходов Ge—GexSL-x, Ge—GaAs и
Si—GaP.
398. Fillard J. P., Manifacier J. C., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 139, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Гетеропереходы Ge—Sn02.
399. Finne R. М., Klein D. L., Journ. Electrochem. Soc., 114, 965 (1967).
Система травления кремния с помощью водно-аминного комплекса.
400. Firester A. N., Heller М. £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 572
(1970).
Применения диодных лазеров для восстановления информации, со¬
держащейся в голограмме.
401. Fischer А. G., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 71, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Электролюминесценция гетеропереходов АцВvi.
402. Fischer A. G., Moss H. I., Journ. Appl. Phys., 34, 2112 (1963).
Туннельно-инжекционная электролюминесценция.
403. Fischer J. C., Giaever I., Journ. Appl. Phys., 32, 172 (1961),
Туннелирование через тонкие изолирующие слои.
404. Flores J. М., Rev. Sci. Instrum., 35, 112 (1964).
Простая техника получения электрического контакта к кремнию.
405. Fogiel М., Microelectronics, Research and Education Assoc., New York,
1968.
406. Foss N. A., Journ. Appl. Phys., 39, 6029 (1968).
Образование Hgi-xCdxTe при бомбардировке ионами Hg монокри¬
сталлов CdTe.
407. Foster L. М., Scardefield J. E., J. Electrochem. Soc., 117, 534 (1970);
Electrochem. Extended Abstr., Los Angeles, Spring 1970, p. 227.
Граница солидуса в псевдобинарной системе GaP—InP.
408. Fowler R. H., Phys. Rev., 38, 45 (1931).
Анализ кривых фотоэлектрической чувствительности чистых метал¬
лов при различных температурах.
409. Fowler R. Н., Nordheim D. £., Proc. Roy. Soc., Ser. A, 119, 173 (1928).
Электронная эмиссия в сильных электрических полях.
410. Foxhall и. F., Miller L. £., J. Electrochem. Soc., 113, 698 (1966).
Диффузия мышьяка в германий из источника из арсенида германия.
411. Foyt A. G„ Proc. IEEE, 51, 852 (1963).
Предполагаемый сверхвысокочастотный транзистор с использованием
электролюминесцентного эмиттера и гетероперехода коллектор — база.
364
БИБЛИОГРАФИЯ
412. Francom.be М. Н., Trans. Nat. Vacuum Symp. Amer. Vacuum Soc. 10th
(ed. E. Bancroft), p. 316, Macmillan, New York, 1963.
Получение пленок катодным распылением и их свойства.
413. Frankl D. R., в книге Electrical Properties of Semiconductor Surfaces,
Chap. 5, Pergamon, Oxford, 1967.
Подготовка поверхности.
414. Silicon Carbide; Structure, Properties and Uses (ed. Frantsevich I. N.),
Plenum Press, New York, 1970.
415. Franz W., Handbuch der Physik, ed. S. Fliigge. Bd. 17, S. 155. Springer,
Berlin, 1956.
416. Freiser R. G., Journ. Electrochem. Soc., 115, 401 (1968).
Низкотемпературная эпитаксия кремния.
417. Fromhold А. Т., Jr., Phys. Chem. Solids, 24, 1309 (1963).
Кинетика роста пленки окисла на кристаллах металлов. II. Прибли¬
жения однородного поля.
418. Frosch С. J., Foy P. W., Journ. Electrochem. Soc., 108, 177с (1961).
Газотранспортный метод эпитаксиального выращивания фосфида
галлия в открытом процессе.
419. Frosch С. /., Thurmond С. D., Journ. Electrochem. Soc., 109, 301с (1962).
Выращивание монокристаллов GaP и GaAs из газовой фазы при
помощи газотранспортной реакции с использованием Ga20.
420. Fujimoto Т., Yamaguchi J., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 562 (1968).
Рентгеновский анализ слоя на границе раздела гетероперехода п—п
Ge—Si.
421. Fuller С. S., Alliston H. W., Journ. Electrochem. Soc., 109, 880 (1962).
Полирующий травитель для соединений JiiiBv.
422. Furukawa Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 675 (1967).
Уровни ловушек в арсениде галлия.
423. Furukawa Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 1344 (1967).
Эпитаксиальное выращивание арсенида галлия с помощью тетрахло¬
рида кремния.
424. Furukawa Y., Ishibashi Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 13 (1967).
Переходные явления и обратный ток в диоде на GaAs с барьером
Шоттки.
425. Furukawa Г., Ishibashi Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 503 (1967).
Эффекты захвата в диодах с барьером Шоттки Au — «-GaAs.
426. Furukawa Y., Ishibashi Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 787 (1967).
Осаждение олова на GaAs из газовой фазы.
427. Galli G„ Morritz F. L., Electrochem. Soc., Extended Abstr. Electron,
Div. 15, Cleveland, Ohio Meeting, 1966.
Эпитаксия некоторых халькогенидов на подложке из Ge и GaAs.
428. Gans F. F„ U. S. Patent 3057762 (1962).
Процесс изготовления гетеропереходного транзистора.
429. Garbe S., Frank G., Int. Symp. Gallium Arsenide Related Compounds, 3rd,
Aachen, Germany, October 1970.
Фотоэмиссия из арсенида галлия p-типа, легированного кремнием.
430. Garrett С. G., Brattain W. Н., Phys. Rev., 99, 376 (1955).
Физическая теория полупроводниковых поверхностей.
431. Гаврищак И. В., Цюцюра Д. И., Шнейдер А. Д., ФТП, 1, вып. 9, 1437
(1967).
Электрические свойства системы HgTe—ZnTe вблизи состава с ма¬
ксимальной подвижностью.
432. Geppert D. V., Ргос. IRE, 50, 1967 (1962).
Транзистор с металлической базой.
433. Geppert D. V., Journ. Appl. Phys., 33, 2993 (1962).
Ограниченная пространственным зарядом туннельная эмиссия в изо¬
лирующую пленку.
БИБЛИОГРАФИЯ
305
434. Geppert D. V., Cowley A. AL, Dou В. V., Journ. Appl. Phys., 37, 2458
(1966).
Корреляция высоты барьера металл—полупроводник и работы вы¬
хода металла; влияние поверхностных состояний.
435. Gergely G., Janossy /., Menyhard М., Peisner J., Szekely С., Proc. Int.
Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest;
I, 147, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Некоторые поверхностные свойства гетероэпитаксиальпых слоев
GeiSii_iHa Si.
436. Gershenzon М., Mikulyak R. AL, Journ. Electrochem. Soc., 108, 548
(1961).
Получение кристаллов фосфида галлия из газовой фазы.
437. Gershenzon М., Logan R. A., Nelson D. F., Phys. Rev., 149, 580 (1966).
Электрические и электролюминесцентные свойства диффузионных
р — «-переходов в фосфиде галлия.
438. Gill R. В., Ргос. IEEE, 58, 949 (1970).
Лазер с ограничением на GaAs, работающий при комнатной темпе¬
ратуре с общей квантовой эффективностью 40%.
439. Gill W. D., Bube R. Н., Ргос. 3rd. Int. Conf. Photoconduct., Stanford
Univ., 1969.
Механизм фотовольтаического эффекта в термообработанных гетеро¬
переходах Cu2S—CdS.
440. Gill W. D., Bube R. H„ Journ. Appl. Phys., 41, 1694 (1970).
Исследования гетеропереходов Cu2S—CdS с помощью светового
микрозонда.
441. Гиваргиэов Е. И., ФТТ, 5, вып. 4, 1150 (1963).
О механизме роста эпитаксиальных слоев германия из газовой фазы.
442. Glang R., Holmwood R. A., Rosenfeld R. L., Rev. Sci. Instrum., 36, 7
(1965).
Определение напряжений в пленках на монокристаллических под¬
ложках из кремния.
443. Глауберман А. Е., Дроздов В. А., Курмашев Ш. Д., Abstr. Int. Conf.
Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; p. 12,
1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Оптически стимулированная релаксация электрических свойств ши¬
рокозонных гетеропереходов.
444. Glicksman R., Solid State Technol., 13, 39 (1970).
Технология и конструкция лазеров на GaAs и диодных источников
некогерентного инфракрасного излучения.
445. Gobat A. R., Lamorte М. F., Mclver G. Ц7., IRE Trans. Military Electron,
MIL-6, 20 (1962).
Характеристики солнечных элементов из арсенида галлия с высокой
эффективностью преобразования.
446. Gobeli G. W., Allen F. G., Phys. Chem. Solids, 14, 23 (1960).
Поверхностные измерения на свежих сколах кремниевых р — «-пере¬
ходов.
447. Gobeli G. W„ Allen F. G„ Phys. Rev., 127, 141 (1962).
Процессы прямого и непрямого возбуждения в фотоэмиссии элек¬
тронов из кремния.
448. Gobeli G. W., Allen F. G„ Bull. Amer. Phys. Soc., 8, 198 (1963).
Выход фотоэмиссии и работа выхода сколотого GaAs.
449. Goetzberger A., Schovkley W., Journ. Appl. Phys., 31, 1821 (1960),
Металлические преципитаты в кремниевых р — «-переходах.
450. Goldberg N., Pollack S. R., Journ. Appl. Phys., 34, 3556 (1963).
Осцилляции туннельного тока через тонкопленочные изолирующие,
барьеры в магнитном поле.
451. Goldberg P., Nickerson J. W., Journ. Appl. Phys., 34, 1601 (1963),
366
БИБЛИОГРАФИЯ
Электролюминесценция тонких пленок сульфида кадмия при постоян¬
ном напряжении.
452. Гольдберг Ю. А., Царенкоз Б. В., ФТП, 3, вып. 11, 1718 (1969).
Зависимость сопротивления омических контактов арсенид галлия —
металл от концентрации носителей тока.
453. Гольдберг Ю. А., Наследов Д. Я., Царенкоз Б. В., ПТЭ, 1967, № 4, 969.
Омический контакт GaAs—индий.
454. Гольдберг Ю. А., Наследов Д. Я., Царенкоз Б. В., ПТЭ, 1972, № 6, 1472.
Тонкие многослойные и металлические контакты на GaAs.
455. Goldstein В., Perlmsn S. S., Phys. Rev., 148, 715 (1966).
Электрические и оптические свойства высокоомного фосфида
галлия.
456. Гонтарь В. М., Егизарян Г. А., Рубин В. С., Мурыгин В. Д., Ста-
феев В. Я., ФТП, 3, вып. 11, 1730 (1969).
Некоторые свойства диодных структур из полуизолирующего арсе¬
нида галлия.
457. Gallium Arsenide Lasers, ed. Goock С. H., Wiley (Interscience), New York,
1969.
458. Goodmsn S. М., Journ. Appl. Phys., 3'4, 329 (1963).
Измерения высоты барьера металл — полупроводник дифференциаль¬
ным емкостным методом; система с одной несущей.
459. Goodman А. М., Journ. Appl. Phys., 35, 573 (1964).
Напыленные металлические контакты на проводящих монокристаллах
сульфида кадмия.
460. Goodman А. М., Surface Sci., 1, 54 (1964).
Золотые и медные контакты с сульфидом кадмия, полученные элек-
троосаждением.
461. Goodman А. М., Phys. Rev., 144, 588 (1966).
Фотоэмиссия электронов из кремния и золота в двуокись кремния.
462. Goodman А. М., Phys. Rev., 152, 780 (1966).
Фотоэмиссия дырок из кремния в двуокись кремния.
463. Goodman А. М., Appl. Phys. Lett., 13, 275 (1968).
Фотоэмиссия электронов и дырок в нитрид кремния.
464. Goodman А. М., Journ. Electrochem. Soc., 116, 364 (1969).
Электропроводящие фотолюминесцентные пленки ZnSe.
465. Goodman А. М., Journ. Appl. Phys., 41, 2176 (1970).
Фотоэмиссия дырок и электронов из алюминия в окись алюминия.
466. Goodman А. М., Perkins D. М., Journ. Appl. Phys., 35, 3351 (1964).
Измерение высоты барьера металл — полупроводник дифференциаль¬
ным емкостным методом; вырожденная система с одной несущей.
467. Goodman A. R., Selway P. R., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 285
(1970).
Усиление и потери в гетеропереходных лазерах AlGaAs—GaAs.
468. Gora Т., Williams F., Phys. Rev., 177, 1179 (1969).
Теория электронных состояний и явления переноса в смешанных
полупроводниках с переменной шириной запрещенной зоны.
469. Goradia С. P., Diss Abstr., 29, 1148-В (1968).
Поверхностные состояния и поверхностный барьер золото — n-Si,
470. Gordy W., Thomas W. J. O., Journ. Chem. Phys., 24, 439 (1956).
Электроотрицательности элементов.
471. Городецкий А. Ф., Мельник В. Г., Мельник И. Г., ФТТ, 1, 173 (1959).
Метод создания омического контакта с кремнием.
472. Горюнова Н. А., Карпович И. А., Аншон А. В., Леонов Е. Л., Ор¬
лов В. М., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 2, 275, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Фотоэлектрические свойства гетеропереходов CdSnPa—CujS.
БИБЛИОГРАФИЯ
367
473. Goss A. J., Benson К. £., Pfann W. G., Acta Met., 4, 332 (1956).
Дислокации, связанные с флуктуациями состава сплавов германия
с кремнием.
474. Gottlieb G. £., Corboy J. £., RCA Rev., 24, 585 (1963).
Эпитаксиальное выращивание GaAs с применением водяного
пара.
475. Grant J. Г., Haas Т. W„ Surface Sci., 23, 347—62 (1970).
Оже-электронная спектроскопия кремния.
476. Gray Р. £., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 424 (1969).
Насыщение фото-э. д. с. р — «-перехода.
477. Gray P. V., Brown D. М., Appl. Phys. Lett., 8, 31 (1966).
Плотность состояний на границе раздела SiC>2—Si.
478. Green J. М., Metallurgical Trans., 1, 647 (1970).
Быстрорастущие выступы на эпитаксиальных поверхностях полупро¬
водников.
479. Green М., Solid-State Electron., 8, 855 (1965).
Влияние температуры и уровня инжекции на фото-э. д. с., генери¬
руемую па контакте родия с кремнием р-типа.
480. Green М., Greenburg I. N., Banghof /., Sass A., White Н. S.,
McKnight R. V., Solid-State Electron., 3, 1 (1961).
Электрические характеристики краевых контактов малой площади
на кремнии, полученных осаждением родия.
481. Грибников 3. С., Мельников В. И., ФТТ, 7, вып. 7, 1997 (1965).
Диффузия «горячих» электронов в п — «-гетеропереходах.
482. Грибников 3. С., Мельников В. И., ФТТ, 7, вып. 10, 2012 (1965).
Инжекция и экстракция горячих электронов в «— «-гетеропереходах
при быстрой максвеллизации электронного газа.
483. Grigorovici R., Croitoru N., Marina М., Nastase L., Rev. Roum. Phys., 13,
317 (1968).
Гетеропереходы между аморфным кремнием и монокристаллами
кремния.
484. Grimmeiss Н. G.t Memming R.t Journ. Appl. Phys., 33, 2217 (1962).
p — «-фотовольтаический эффект в CdS.
485. Grossman J., Journ. Electrochem. Soc., 110, 1065 (1963).
Кинетическая теория автолегирования при эпитаксиальном выращи¬
вании германия из газовой фазы.
486. Grosvalet J., Notsch С., Tribes R., Solid-State Electron., 6, 65
(1963).
Физические явления, ответственные за насыщение тока в устройствах
на эффекте поля.
487. Груздева Г. А., Ковалев А. Н., Супалов В. А., Федотов Я. А., Ргос. Int.
Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest;
1, 155, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Гетеропереходы Ge—Si.
488. Губанов А. И., ЖТФ, 20, 1287 (1950).
Теория контакта между двумя полупроводниками с различными ти¬
пами проводимости.
489. Губанов А. И., ЖТФ, 21, 304 (1951).
Теория контакта двух полупроводников с одинаковым типом прово¬
димости.
490. Губанов А. И., ЖЭТФ, 21, 721 (1951).
Теория контактов двух полупроводников со смешанной проводи¬
мостью.
491. Губанов А. И., Ж.ТФ, 22, 729 (1952).
Теория контактных явлений в полупроводниках.
492. Губанов А. И., Шарапов Б. Н., ФТП, 4, вып. 3, 433 (1970).
Пороговый ток инжекционного лазера с р — «-гетеропереходом.
368
БИБЛИОГРАФИЯ
493. Guizzetti G., Reguzzoni E., Samoggia G., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 293, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Эксперименты с гетеропереходами PbS—Ge.
494. Gunn J. B., Proc. Phys. Soc., London, Sect. B, 67, 575 (1954).
Теория выпрямления и инжекции на контакте металл — полупровод¬
ник.
495. Gunn ]. В., Journ. Electron. Contr., 2, 87 (1956).
Зависимость подвижности электронов в Ge от поля.
496. Gunn J. В., IBM Journ. Res. Develop., 8, 141 (1964).
Нестабильности тока в полупроводниках AuiBv.
497. Gunther К. О., в книге: Compound Semiconductors, Vol 1, Preparation of
III—V Compounds (eds. Willardson R. K-, Goering H. L.), Van Nostrand-
Reinhold, Princeton, New Jersey, 1967.
Испарение и реакция элементов.
498. Gupta D. С., Yee R„ Journ. Electrochem. Soc., 116, 1561 (1969).
Эпитаксиальные слои кремния с резким профилем распределения
примесей на границе раздела.
499. Gutai L., Pfeifer J., Marko /., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. He¬
terojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 301, 1970. Hung. Acad. Scien¬
ces, Budapest, Hungary.
Некоторые свойства гетеропереходов Si—Ge, полученных испарением
в вакууме.
500. Gutierrez W. A., Wilson Я. L., Proc. IEEE, 53, 749 (1956).
Тонкопленочный выпрямитель на CdSe—ZnSe.
501. Гуткин А. А., Наследов Д. Я., Седов В. Е., ФТТ, 7, вып. 1, 81
(1965).
Спектральные характеристики фотоэлементов из арсеиида галлия.
502. Гуткин А. А., Каган М. Б., Магеррамов Е. М., Чернов Ю. И., ФТТ, 8,
вып. 10, 3097 (1966).
Спектральные характеристики GaP—GaAs-фотоэлементов в области
энергии фотонов до 5,4 эВ.
503. Haanstra J. Я., в книге II—VI Semiconducting Sompounds (Proc. Int.
Conf. Brown Univ., 1967, p. 207 (ed. D. G. Thomas), Benjamin, New York,
1967.
Некоторые электрические и оптические свойства ZnSe, связанные с
введением Си и Fe.
504. Semiconductor Silicon/1969 (eds. Haberecht R. R., Kern E. L.), Electro¬
chem. Soc., New York, 1969.
505. Hackett W. Я., Jr., Saul R. Я., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th
Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 223 (1970).
Высокоэффективные излучающие красный свет диоды из GaP, полу¬
ченные жидкостной эпитаксией.
506. Hagen S. N., Journ. Appl. Phys., 39, 1458 (1968).
Поверхностно-барьерные диоды на карбиде кремния.
507. Hagstrum Я. D., Phys. Chem. Solids, 14, 33 (1960).
Исследование оже-электронов, выбитых из германия медленно дви¬
жущимися положительными ионами.
508. Hahn L. A., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 654 (1969).
Влияние сопротивления коллектора на работу транзисторов
п — р — v — п при больших токах.
509. Hakki В. W., Knight S., IEEE Trans. Electron Devices, ED-13, 94
(1966).
Микроволновые явления в объемном GaAs.
510. Hale A. P., Vacuum, 13, 93 (1963).
Получение эпитаксиальных пленок кремния испарением в вакууме и
определение их свойств.
БИБЛИОГРАФИЯ
869
511. Hale J. A., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; p. 54, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Гетеропереходы германий — арсенид галлия; влияние кислорода па
высоту барьера.
512. Hall R. N., Journ. Appl. Phys., 29, 914 (1958).
Электрические контакты к карбиду кремния.
513. Hall R. N„ Solid-State Electron., 6, 405 (1963).
Эмиссия когерентного света из р — «-переходов.
514. Halpern Rediker R. Н., Proc. IRE, 48, 1780 (1960).
Диоды из GaAs с низкими токами утечки при обратном смещении.
515. Halsted R. Е„ Aven М., Bull. Amer. Phys. Soc., 6, 312 (1961).
Корреляция между спектрами краевого излучения ZnTe и других со¬
единений АцВ Vi.
516. Hamakawa У., Nishitio Т., Ikida К. (Ann. Physical Electron. Conf., 29th,
Yale, March 1969), Bull. Amer. Phys. Soc., 14, 790 (1969).
Электроотражение, связанное с барьером на границе раздела полу¬
проводниковых гетеропереходов.
517. Hamakawa У., Wu Т. S., Kitamura Н., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 313, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Барьер на границе раздела и оптоэлектронные свойства гетеропере¬
ходов на GaP и Ge, выращенных из газовой фазы.
518. Hamaker R. W., White W. В., Journ. Electrochem. Soc., 116, 478 (1969).
Выращивание методом зонной плавки с температурным градиентом
твердых растворов GaHni-iSb и определение их свойств.
519. Hamilton Р. М., Semicond. Prod. Solid State Technol., 7, 15 (1964).
Достижения в области полупроводниковых соединений AmBv и
AiiBvi.
520. Hampshire М. /., частное сообщение.
521. Hampshire М. I., Tomlinson R. D., Solid-State Electron., 13, 41 (1970).
Эквивалентная схема для малых сигналов изотопного гетероперехо¬
да, свойства которого определяются ловушками.
522. Hampshire М. /., Tomlinson R. D., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semi¬
cond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 323, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Оптические свойства изотопных гетеропереходов.
523. Hampshire М. J., Wright G. Т., Brit. Journ. Appl. Phys., 15, 1331 (1964).
Гетеропереход Si—Ge.
524. Hampshire M. J., Pritchard T. /., Tomlinson R. D., Hackney C., Journ.
Phys. E: Sci. Instrum., 3, 185 (1970).
Изотопный гетеропереходный детектор для применения в пиромет¬
рии.
525. Hampshire М. J., Pritchard Т. /., Tomlinson R. D., Solid-State Electron.,
13, 1073 (1970).
Измеритель частоты нулевым методом, работающий в ближней ин¬
фракрасной области с использоваием изотипного гетероперехода
CdSe—Ge.
526. Handelman Е. Т., Povilonis Е. /., Journ. Electrochem. Soc., Ill, 201 (1964).
Эпитаксиальное выращивание кремпня методом вакуумной субли¬
мации.
527. Handler P., Phys. Chem. Solids, 14, 1 (1960).
Часть I. Очищенные поверхности германия и кремния; диаграмма
энергетических уровней для поверхностей германия и кремния.
528. Handy R. J., Solid-State Electron., 10, 765 (1967).
Теоретический анализ последовательного сопротивления солнечного
элемента.
370
БИБЛИОГРАФИЯ
529. Handy R. М., Phys. Rev., 126, 1968 (1962).
Влияние электродов на туннельные переходы на окиси алюминия.
530. Напетап D., Phys. Chem. Solids, 11, 205 (1959).
Фотоэлектронная эмиссия и работа выхода InSb, GaAs, В1гТе и Ge.
531. Наппау N. В. Semiconductors, Van Nostrand-Reinhold, Princeton, New
Jersey, 1959. (См, перевод: H. Б. Хенней, Полупроводники, ИЛ,
1962.)
532. Наппетап R. С., Ogilvie R. £., Modrzejewski A., Journ. Appl. Phys., 33,
1429 (1962).
Исследование линий Косселя в облученных кристаллах никеля.
533. Hansen М., Constitution of Binary Alloys, McGraw-Hill, New York, 1958.
(См. перевод: М. Хансен, Структура двойных сплавов, Металлургиздат,
М., 1962.)
534. Hanus W., Oszwaldowski М., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. He¬
terojunctions Layer Structures, Budapest; 3, 115, 1970. Hung. Acad. Scien¬
ces, Budapest, Hungary.
Структура и электрические свойства тонких пленок GaSb, получен¬
ных испарением в вакууме.
535. Haq К. Е., Journ. Electrochem. Soc., 112, 500 (1965).
Осаждение германиевых пленок катодным распылением.
536. Нага Т., Skasako Journ. Appl. Phys., 39, 285 (1968).
Электрические свойства фосфида галлия, легированного серой.
537. Harman G. О., Rev. Sci. Instrum., 31, 717 (1960).
Твердые сплавы галлия для применения в качестве электродов с
низким контактным сопротивлением и для соединения термопар с образ¬
цами.
538. Harman G. О., Higier Т., Journ. Appl. Phys., 33, 2198 (1962).
Некоторые свойства грязных контактов на полупроводниках и изме¬
рения сопротивления.
539. Harrick N. J., Journ. Appl. Phys., 32, 568 (1961).
Определение потенциала поверхности полупроводника под металли¬
ческим контактом.
540. Harris J. S., Snyder W. L., Solid-State Electron., 12, 337 (1969).
Выращивание из гомогенного раствора эпитаксиального GaAs, леги¬
рованного оловом.
541. Harris I. S., Nannichi Y., Pearson G. L., Day G. F., Journ. Appl. Phys.,
40, 4575 (1969).
Омические контакты к арсениду галлия, выращенному из раствора.
542. Harris L. A., Journ. Appl. Phys., 39, 1419 (1968).
Анализ материала с помощью оже-электронов, возбуждаемых элек¬
тронами.
543. Harris L. A., Journ. Appl. Phys., 39, 1428 (1968).
Некоторые наблюдения поверхностной сегрегации с помощью эмиссии
оже-электронов.
544. Harris L. A., Surface Sci., 15, 77 (1969).
Угловая зависимость оже-эмиссии, возбуждаемой электронами.
545. Harsy М., Gergely G., Schanda J., Somogyi М., Sviszt P., Szigeti G.,
в книге II—VI Semiconducting Compounds (ed. Thomas D. G.) (Proc.
Int. Conf., Brown Univ., 1967), p. 413, Beniamin, New York, 1967.
Монокристалыл ZnS, выращенные из расплавов галлия и индия.
546. Harsy М., Vargha N., Varga L., Lendvay £., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 179, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Получение и структура гетеропереходов ZnS—GaS.
547. Hasegawa £., Saito Т., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1342 (1968).
Перенос примесей при выращивании GaAs из газовой фазы и про¬
филь концентрации носителей в выращенных пленках.
БИБЛИОГРАФИЯ
371
548. Hashimoto N., Koga У., Journ. Appl. Phys., 39, 5798 (1968).
Наблюдение силицидов ванадия на кремнии.
549. Hayashi /., Panish М. S., Journ. Appl. Phys., 41, 150 (1970).
Инжекционные лазеры на гетероструктуре GaAs—GaiAliAs с низки¬
ми порогами при комнатной температуре.
550. Hayashi Panish М. В., Foy P. W., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-5, 211 (1969).
Инжекционный лазер с низким порогом при комнатной темпера¬
туре.
551. Hayashi /., Panish М. В., Foy P. W., Sumski S., Proc. Int. Conf. Semi¬
cond. Devices, Tokyo, September 1970.
Инжекционные лазеры с двойной гетероструктурой GaAs—AUGai_j.As;
теплоотвод и непрерывный режим при комнатной температуре.
552. Hayashi /., Panish М. В., Foy P. W., Sumski S., Appl. Phys. Lett., 17, 109
(1970).
Инжекционные лазеры, работающие в непрерывном режиме при ком¬
натной температуре.
553. Hayashi /., Panish М. В., Reinhart F. К., Journ. Appl. Phys., 42, 1929
(1971).
Инжекционные лазеры с двойной гетероструктурой GaAs—AliGai_xAs.
554. Heck L. D., Looney J. C., Semicond. Prod. Solid State Technol., June 1965,
p. 11 (1965).
Получение контактов металл-полупроводник ударной сваркой.
555. Heine М. A., Pryor М. /., Journ. Elektrochem. Soc., 110, 1205 (1963).
Распределение сопротивления (переменному току) в окисных плен¬
ках на алюминии.
556. Heine V., Phys. Rev., 138, А1689 (1965).
Теория поверхностных состояний.
557. Heinz D. М., Hebert Н. J., Sharp W. N., Nat. Tech. Information Service,
Springfield, Virginia, Document AD 479 258 (1966).
Панель твердотельного усилителя изображения.
558. Heise В. Н., Journ. Appl. Phys., 33, 938 (1962).
Прецизионные измерения постоянной решетки при помощи линий
Косселя.
559. Hemment P. L. F., Journ. Sci. Instrum., 43, 389 (1966).
Получение невыпрямляющих контактов на кремнии п-типа.
560. Henisch Н. К-, Rectifying Semi-Conductor Contacts, Oxford Univ. Press
(Clarendon), London and New York, 1957.
561. Herman F., Phys. Rev., 95, 847 (1955).
Предполагаемая структура энергетических зон сплавов Ge—Si.
562. Herring С., Bell Syst. Techn. Journ., 34, 237 (1955).
Явления переноса в многодолинных полупроводниках.
563. Herrmann F. P., Raab S., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; 1, 187, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Влияние бора на рост кристаллов при получении гетеропереходов
GaAs Qai jAljAs
564. Hershinger L. W„ U. S. Patent 3290568 (1966).
Твердотельный тонкопленочный триод с переменной шириной запре¬
щенной зоны.
565. Herzog D. О., Kressel Я., Appl. Opt., 9, 2249 (1970).
Лазерный осветитель на GaAlAs с термоэлектрическим охлаждением.
566. Неутапп Н., Petruzella J., NASA Scientific and Technical Information
Facility, College Park, Maryland 20740, Document N70—11411 (1969).
Разработка и изготовление мощного диода Шоттки.
567. Hibberd R. G., U. S. Patent 2966434 (1960).
Полупроводниковые устройства.
372
БИБЛИОГРАФИЯ
568. Hickmott Т. W., Journ. Appl. Phys., 33, 2669 (1962).
Низкочастотное отрицательное сопротивление в тонких пленках окис¬
ла, полученных анодированием.
569. Hill J. S., Rawlins Т. G. R., Simpson G. N., Document AD707343. Nat. Tech.
Information Service, Springfield, Virginia (1970).
Гетеропереходы Si—ZnS. II. Монокристаллические пленки сульфида
цинка на кремнии.
570. Hillegas W. J., Jr., Schnable G. L., Electrochem. Technol., 1, 228 (1963).
Осаждение металлов на полупроводники.
571. Hilsum С., Rose-lnnes А. С., Semiconducting III—V Compounds, Perga-
mon Press, Oxford, 1961. (См. перевод: А. Хилсум, А. Роуз-Иннс., Полу¬
проводники типа AinBv, ИЛ, 1963.)
572. Hinkley E. D., Rediker R. H., Solid-State Electron., 10, 671 (1967).
Гетеропереход GaAs—InSb с плавным изменением ширины запре¬
щенной зоны.
573. Hinkley Е. D., Rediker R. Н., Lavine М. С., Appl. Phys. Lett., 5, 110
(1964).
Инверсия поверхностей (111) при рекристаллизации во время сплав¬
ления на границе раздела интерметаллических соединений.
574. Hinkley Е. D., Rediker R. Н., Jaaus D. К., Appl. Phys. Lett., 6, 144 (1965).
Гетеропереходы п — п GaAs—InSb; барьер Шоттки на монокристалле.
575. Hirayama С., Journ. Chem. Eng. Data, 9, 65 (1964).
Термодинамические свойства твердых монооксидов, моносульфидов,
моноселенидов и монотеллуридов Ge, Sn и Pb.
576. Hofstein S. R., Zaininger К. H., IEEE Trans. Electron Devices (Abstract),
ED-11, 530 (1964).
Физические ограничения частотных свойств и характеристик поверх¬
ностных инверсионных слоев в устройствах металл — окисел — полупро¬
водник.
577. Holland L., Vacuum Deposition of Thin Films, Wiley, New York, 1960.
578. Holloway H., в книге The Use of Thin Films in Physical Investigations
(ed. Anderson J. C.), Acad. Press, New York, 1966.
Некоторые дифракционные методы для изучения эпитаксиальных
слоев.
579. Holloway Н., Bobb L. С., Journ. Appl. Phys., 38, 2893 (1967).
Ориентированное выращивание полупроводников. V. Поверхностные
свойства и двойникование в эпитаксиальном арсениде галлия.
580. Holloway Н., Bobb L. С., Journ. Appl. Phys., 39, 2467 (1968).
Скольжение в эпитаксиальных системах Ge—GaAs.
581. Holloway Н., Wilkes Е., Journ. Appl. Phys., 39, 5807 (1968).
Эпитаксиальное выращивание кубического CdS.
582. Holloway H., Wollmann K-, Joseph A. S., Phil. Mag., 11, 263 (1965).
Ориентированное выращивание полупроводников. I. Ориентация арсе¬
нида галлия, эпитаксиально выращенного на германии.
583. Holloway Н., Richards J. L., Bobb L. С., Perry J., Jr., Zimmermann E.,
Journ. Appl. Phys., 37, 4694 (1966).
Ориентированное выращивание полупроводников. IV. Вакуумное оса¬
ждение эпитаксиального антимонида индия.
584. Holonyak N., Jr., AIME Tech. Conf., Metall. Semicond. Mater., Los An¬
geles, 1961.
Галогенный газовый транспорт и выращивание эпитаксиальных слоев
интерметаллических соединений и их смесей.
585. Holonyak N., Jr., Lesk I. A., Proc. IRE, 48, 1405 (1960).
Туннельные диоды из арсенида галлия.
586. Holonyak N., Jr., Jillson D. C., Bevacqua S. F., в книге: Metallurgy of
Semiconductor Materials, ed. J. B. Schroeder, Wiley (Interscience), New
York, 1962,
БИБЛИОГРАФИЯ
373
Галогенный газовый транспорт и выращивание эпитаксиальных слоев
интерметаллических соединений и их смесей.
587. Holt D. В., J. Mater. Sci., 1, 280 (1966).
Дефекты в эпитаксиальных пленках полупроводниковых соединений
со структурой сфалерита.
588. Holt D. В., Phys. Chem. Solids, 27, 1053 (1966).
Дислокации несоответствия в полупроводниках.
589. Honig R. Е., RCA Rev., 18, 195 (1957).
Данные о давлении паров для наиболее употребительных эле¬
ментов.
590. Hooper R. С., Cunningham J. A., Harper J. G., Solid-State Electron., 8,
831 (1965).
Электрические контакты в кремнии.
591. Hoshina Н., Okazaki S., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 686 (1968).
Барьер Шоттки между Si и сплавом Au—As.
592. Hovel H. J., Ph. D. Tesis, Carnegie-Mellon Univ., Pittsburgh, Pennsyl¬
vania (1968).
Гетеропереходы и гетеропереходные транзисторы на ZnSe—Ge.
593. Hovel H. J., Appl. Phys. Lett., 17, 141 (1970). 1
Эффекты переключения и памяти в гетеропереходах ZnSe—Ge.
594. Hovel Н. J., Milnes A. G., Electron Devices Meeting, Washington, D. C.,
October 1967. Late News Suppl.; IEEE Trans. Electron Devices, ED-16,
766 (1969).
Транзисторы на гетеропереходах ZnSe—Ge.
595. Hovel H. /., Milnes A. G., Int. Journ. Electron., 25, 201 (1968).
Электрические характеристики гетеродиодиов n-ZnSe—p-Ge.
596. Hovel H. J., Milnes A. G., Journ. Electrochem. Soc., 116, 843 (1969).
Эпитаксиальное выращивание ZnSe на Ge, GaAs и ZnSe методом
«сандвича» с использованием НС1 в качестве газа-носителя.
597. Howard W. Е., Fowler А. В., McLeod D., Journ. Appl. Phys., 39, 1533
(1968).
Зависимость от давления высоты барьера в гетеропереходах п — п
Ge—GaAs.
598. Howson R. P., Malina V., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 3, 141, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Геттерное испарение тонких пленок полупроводниковых соединений
AniBv.
599. Hsu S. Т., IEEE Trans. Electron Devices, ED-17, 496 (1970).
Низкочастотный избыточный шум в диодах с барьером Шоттки ме¬
талл — кремний.
600. Huber D., Proc. Int. Conl. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest, 1970, 1, 195 (1970). Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Вычисление фазовых диаграмм тройных систем Ga—As—Р и
д - j(^| g
601. Huber H. H., Jr., Appl. Phys. Lett., 8, 169 (1966).
Влияние загрязнения ртутью на работу выхода золота.
602. Hub пег К., U. S. Patent 3196285 (1965).
Полупроводниковое устройство, обладающее фоточувствительностью.
603. Hughes A. L., DuBridge L. A., Photoelectric Phenomena, McGraw-Hill, New
York, 1932.
604. Hunter L. P, Handbook of Semiconductor Electronics, McGraw-Hill, New
York, 1956 (2nd ed., 1962).
605. Ido Т., Oshima S., Saji М., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1141 (1968).
Получение эпитаксиальных пленок ZnTe на CdS методом переноса
в газовой фазе.
374
БИБЛИОГРАФИЯ
606. Ido Т., Hirose М., Arizumi Т., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 335, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Электрические свойства гетеропереходов p — n InSb—Si.
607. Игнаткина P. С., Либов Jl. Д., Мескин С. С., ПТЭ, № 3, 242 (1965).
Невыпрямляющие контакты на арсениде галлия.
608. Iida S., Jap. Journ. Appl Phys., 5, 138 (1966).
Эпитаксиальное выращивание германия при восстановлении Geh во¬
дородом.
609. lizuka Н., Kitaoka S., Proc. IEEE, 58, 1372 (1970).
Малошумящие смесительные диоды на GaAs с барьерами Шоттки.
610. Ing D. W., McAvoy В. R., Ure R. W., Solid-State Electron., 11, 469
(1968).
Вплавление контактов в GaAs при помощи газообразного НС1 и горя¬
чего водорода.
611. Ing S. W„ Jr., Minden Н. Т., Journ. Electrochem. Soc., 109, 995 (1962).
Эпитаксиальный синтез GaAs и GaP в открытой системе.
612. Иоффе А. Ф, ЖТФ, 88, 1498 (1948).
Выпрямление на границах двух полупроводников.
613. Isawa N., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 81 (1968).
Диффузия мышьяка вблизи эпитаксиальной границы раздела
GaAs—Ge.
614. Ishii Н., Yamada К., Solid-State Electron., 10, 1201 (1967).
Влияние ловушек на тонкопленочные транзисторы.
615. Ishii М., Susaki Sogo Т., Oku Т., Electrochem. Soc. Extended Abstr.,
137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 210 (1970).
Люминесцентные свойства легированных Те эпитаксиальных слоев
Gai-.xAlxAs, выращенных из раствора Ge.
616. Ito К., Fujisawa Н., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunc¬
tions Layer Structures, Budapest; p. 47, 1970. Hung Acad. Sciences, Buda¬
pest, Hungary.
Влияние ориентации кристалла на гетеропереходы д-InSb — п-GaAs.
617. Ito К-, Takahashi К., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 821 (1968).
Эпитаксиальное выращивание слоев Ge на кремниевых подложках
методом испарения в вакууме.
618. Itoh Т., Journ. Appl. Phys., 41, 1951 (1970).
Энергетическое распределение электронов, эмиттированных из крем¬
ниевых поверхностно-барьерных диодов.
619. Itoh Т., Hasegawa S., Kaminaka AL, Journ. Appl. Phys., 39, 5310 (1968).
Электрические свойства эпитаксиальных пленок кремния п-типа, по¬
лученных на сапфире методом испарения в вакууме.
620. Itoh Т., Hasegawa S., Kaminaka N., Journ. Appl. Phys., 40, 2597
(1969).
Эпитаксиальные пленки кремния, полученные на шпинели методом
испарения в вакууме. *
621. Itoh Т., Matsuda /., Hasegawa К., Journ. Appl. Phys., 41, 1945 (1970).
Индуцированная полем фотоэлектронная эмиссия из поверхностно¬
барьерных диодов алюминий — кремний р-типа.
622. Itoh У., Journ. Electrochem. Soc., 116, 146C (1969).
Влияние состояния поверхности кремния на свойства барьеров
Шоттки.
623. Itoh У., Hashimoto AL, Journ. Appl. Phys., 38, 899 (1967).
Фотоэлектрические измерения на барьерах между силицидом воль¬
фрама и кремнием п-типа.
624. Itoh У., Hashimoto AL, Journ. Appl. Phys., 40, 425 (1969).
Зависимость высоты барьера между силицидом вольфрама и крем¬
нием л-типа от процесса реакции.
БИБЛИОГРАФИЯ
375
625. Iwasa Н., Yokozawa М., Teramoto /., Journ. Electrochem. Soc., 115, 485
(1968).
Нанесение никеля на кремний.
626. Iwerson J. E., Bray A. R., Kleimack J. J., Trans. IRE Electron Devices,
ED-9, 474 (1962).
Коэффициент усиления по току при малых токах у кремниевых тран¬
зисторов.
627. Jackson D. М., Howard R. W., Trans. AIME, 233, 468 (1965).
Получение эпитаксиальных пленок SiC на Si.
628. Jadus D. К., Ph. D. Thesis, Carnegie-Mellon Univ., Pittsburgh, Pennsylva¬
nia (1967).
Реализация транзистора с широкозонным эмиттером.
629. Jadus D. К-, Feucht D. L., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 102
(1969).
Реализация транзистора с широкозонным эмиттером.
630. Jadus D. К., Ladd G. О., Feucht D. L., Journ. Electrochem. Soc., 112, 66C
(1965).
Получение гетероперехода методом низкотемпературного выращива¬
ния GaAs из газовой фазы.
631. Jadus D. К-, Reedy Н. Е., Feucht D. L., Journ. Electrochem. Soc., 114, 408
(1967).
Получение омических контактов на GaAs при помощи простого про¬
цесса вплавления при низких температурах.
632. Jain V. К., Sharma S. К., Solid-State Electron., 13, 1145 (1970).
О получении эпитаксиальных пленок соединений ЛщВу.
633. Jakevic R. С., Donald D. К-, Lambe J., Vassell W. С., Appl. Phys. Lett., 2,
7 (1963).
Инжекционная люминесценция в сульфиде кадмия при туннелирова¬
нии через пленки.
634. James Н. М., Ginzbarg A. S., Journ. Phys. Chem., 57, 840 (1953).
Зонная структура разупорядоченных сплавов и примесных полупро¬
водников.
635. James L. W., Uebbing J. /., Appl. Phys. Lett., 16, 370 (1970).
Длинноволновый порог фотоэмиттеров с покрытием из CS2O.
636. James L. W., Moll J. L., Spicer W E., Proc. 1968 Symp. GaAs, pp. 230—237
(1968). Brit. Inst, of Phys. and Phys. Soc., London.
Фотокатод из GaAs.
637. James L. W., Antypas G. A., Uebbing J. /., Edgecumbe /., Bell R. L., Int.
Symp. Gallium Arsenide Related Compounds, 3rd, Aachen, October 1970.
Фотокатоды из тройных соединений на основе системы ЛшВу.
638. James R. W., The Optical Principles of the Diffraction of X-Rays, Chap. 8,
Bell, London, 1958.
639. Janik E., Przeglad Electron., 6, 65 (1965).
Гетеропереходы Ge—Si.
640. Jazwinski S. Т., Szummer A., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Hetero.iunctions Layer Structures, Budapest; 5, 303, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Методология исследования аномалий, возникающих при получении
контактов металл — полупроводник.
641. Jeffes J. Н. Е., Journ. Cryst. Growth, 3/4, 13 (1968).
Физическая химия процессов переноса.
642. Jenny D. A., Proc. IRE, 46, 959 (1958).
Состояние исследований транзисторов на основе полупроводниковых
соединений.
643. Jesser W. A., Journ. Appl. Phys., 41, 39 (1970).
Компенсация несоответствия гранецентрированных кубических реше¬
ток в эпитаксиальных пленках за счет образования дислокаций.
376
БИБЛИОГРАФИЯ
644. Johnson P. S., Journ. Meteorol., 11, 431 (1954).
Солнечная постоянная.
645. Johnson R. Т., Darsey D. М., Solid-State Electron., II, 1015 (1968).
Сопротивление индиевых и индиево-галлиевых контактов на CdS.
646. Jona F., Appl. Phys. Lett., 9, 235 (1966).
Исследования ранних стадий эпитаксиального выращивания кремния
на кремнии.
647. Jones М. Е„ U. S. Patent 3021462 (1962).
Омическое соединение для кремниевых полупроводниковых устройств.
648. Jones М. Е„ Miller D. P., Wurst Е. С., U. S. Patent 3012175 (1961).
Контакты к арсениду галлия.
649. Jones P. L., bitting С. N. W., Mason D. £., Williams V. A., Brit. Journ.
Appl. Phys. (Journ. Phys. D), 1, 283 (1968).
Эпитаксиальное выращивание сульфида цинка на кремнии методом
испарения в вакууме.
650. Jonscher А. К-, Prog. Semicond., 6, 143—197 (1962).
Физика полупроводниковых переключающих устройств.
651. Joyce В. A., Journ. Cryst. Growth, 3/4, 43 (1968).
Выращивание и степень совершенства эпитаксиальных слоев Si на
GaAs, полученных методом химического осаждения.
652. Joyce В. A., Bradley R. R., Journ. Electrochem. Soc., 110, 1235 (1963).
Эпитаксиальное выращивание кремния пиролизом моносилана иа
кремниевых подложках.
653. Jungbluth Е. D., Metallurgical Trans. AIME, 1, 575 (1970).
Обзор работ по объемным и вводимым во время технологического
процесса дефектам в арсепиде галлия.
654. Jungbluth Е. D., Chiao Н. С., Journ. Electrochem. Soc., 115, 429 (1968).
Сильные напряжения в области перехода в кремнии с введенным
методом диффузии фосфором.
655. Каган М. Б., Любашевская Т. Л., ФТП, 1, вып. 9, 1311 (1967).
Выбор оптимального сочетания полупроводниковых материалов для
двухкаскадного фотоэлемента.
656. Каган М. Б., Ландеман А. П., Чернов Я■ И., ФТТ, 6, вып. 9, 2700 (1964).
Некоторые фотоэлектрические свойства р — я-переходов в системе
GaP—GaAs.
657. Kahng D., Proc. IEEE, 50, 1534 (1962).
Транзистор с горячими электронами.
658. Kahng D., Solid-State Electron., 6, 281 (1963).
Проводящие свойства барьера Шоттки Au—Si я-типа.
659. Kahng D., Bell Syst. Techn. Journ., 43, 215 (1964).
Барьер Шоттки Au — я-GaAs и его применение в варакторах.
660. Kahng D., D’Asaro L. A., Bell. Syst. Techn. Journ., 43, 225 (1964).
Высокочастотные диоды: золото — эпитаксиальный кремний.
661. Kahng D., Lepselter M. P., Bell. Syst. Techn. Journ., 44, 1525 (1965).
Кремниевые диоды с барьерами Шоттки, полученные методом пла¬
нарной эпитаксии.
662. Kahnh D., Wemple S. Н., Journ. Appl. Phys., 36, 2925 (1965).
Измерение нелинейной поляризации КТаОэ с использованием диодов
Шоттки.
663. Kamandjiev P., Mlasjov L., Pramatarova L., Svirachev D., Nicolova L.,
Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures,
Budapest; p. 58, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Электрические и фотоэлектрические свойства эпитаксиальных гетеро¬
переходов между селенидом цинка и германием.
664. Kamath G. S., Bowman D., Journ. Electrochem. Soc., 114, 192 (1967).
Получение и свойства эпитаксиального фосфида галлия.
665. Kanda У., Tokai Т., Kozuka Н., Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 701 (1965),
БИБЛИОГРАФИЯ
377
Влияние одноосного напряжения на свойства сплавных гетеропере¬
ходов Ge—Si.
666. Kandilarov В., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 345, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Метод S-матрицы в теории гетеропереходов.
667. Kandilarov В., Andreytchin R., Phys. Status Solidi, 8, 897 (1965),
Фотовольтаические эффекты в CdS—CdSe гетеропереходах.
668. Капе E. О., Phys. Rev., 127, 131 (1962).
Теория фотоэлектронной эмиссии из полупроводников.
669. Капе P. F., Larrabee G. В., Characterization of Semiconductor Materials,
McGraw-Hill, New York, 1970.
670. Kang C. S., Greene P. E., Appl. Phys. Lett., 11, 171 (1967).
Получение и свойства эпитаксиального GaAs высокой чистоты, вы¬
ращенного из галлиевых растворов.
671. Капо G., Takayanagi S., IEEE Trans. Electron Devices, ED-14, 822 (1967).
Обратные ветви характеристик эпитаксиальных диодов Шоттки
Mo—Si.
672. Капо G., Nakai /., Yasuoka М., Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 822 (1965).
Влияние отверстий на транзисторы с металлической базой
CdSe—Au—Ge.
673. Капо G., Inoue М., Matsuno J.-L, Takayanagi S., Journ. Appl. Phys., 37,
2985 (1966).
Барьер Шоттки между молибденом и кремнием.
674. Капо G., Fujiwara S., lizuka М., Hasegawa Н., Sawaki Т., Appl. Phys.
Lett., IS, 138 (1969).
Улучшение обратной ветви вольтамперных характеристик эпитакси¬
альных планарных диодов с барьерами Шоттки.
675. Kanter Н., Journ. Appl. Phys., 34, 3629 (1963).
Прохождение медленных электронов через пленки золота, получен¬
ные испарением.
676. Карпинскас С., Смилга А., Вайткус Ю., Вищакас Ю., Ргос. Int. Conf.
Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 355,
1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Гомо- и гетеропереходы на селениде кадмия.
677. Kasano Н., Iida S., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 1038 (1967).
Получение гетеропереходов GaAs—Ge и InAs—GaAs в закрытой си¬
стеме с помощью йодного процесса.
678. Kastning 1. A., Nat. Tech. Information Service, Springfield, Virginia, Docu¬
ment AD 681705 (1968).
Исследование электролюминесцентных диодов из сульфида кадмия.
679. Казаринов Р. Ф., Сурис Р. А., Холодное В. П., ФТП, 3, вып. 11, 1619
(1969).
Люкс-амперные характеристики германиевого р — п — р-фототранзн-
стора с базой, компенсированной золотом.
680. Keating P. N., Phys. Chem. Solids, 24, 1101 (1963).
Инжекция дырок в CdS из CU2S.
681. Kendall D. L., Appl. Phys. Lett., 4, 67 (1964).
Одновременная диффузия индия и кадмия в арсенид галлия.
682. Kennedy D. /., Russ М. /., Solid-State Electron., 11, 513 (1968).
Электролюминесценция поликристаллического ZnTe.
683. Kennedy D. /., Koteles E. S., Webb W. A., Journ. Appl. Phys., 40, 875
(1969).
Зависимость электролюминесценции от напряжения в диодах из GaP,
полученных методом жидкостной эпитаксии.
684. Kerr D. R., Ph. D, Thesis, Carnegie Inst. Technol., Pittsburgh, Pennsylvania
(1962),
378
БИБЛИОГРАФИЯ
Теория и приложения пьеэосопротивления диффузионных слоев в гер¬
мании.
685. Kerrigan J. V., Journ. Appl. Phys., 34, 3408 (1963).
Исследования переноса и осаждения окиси алюминия a-модифи¬
кации.
686. Kesperis J. S., Yatsko R. S., Newman P. A., Tech. Rep. ECOM2471, Nat.
Tech. Information Service, Springfield, Virginia, Document AD 611039
(1964).
Исследование гетеропереходов (выращивание гетеропереходов фос¬
фид галлия — кремний).
687. Keyes R. /., Quist Т. М., Proc. IRE, 50, 1822 (1962).
Рекомбинационное излучение арсенида галлия.
688. Keyes R. W„ U. S. Patent 3283220 (1966).
Полупроводниковое устройство с анизотропной подвижностью.
689. Khan I. Н., Learn А. /., Appl. Phys. Lett., 15, 410 (1969).
Получение эпитаксиальных пленок (S-SiC на сапфире.
690. Kilgore В. F., Roberts R. W., Rev. Sci. Instrum., 34, 11 (1963).
Получение кремниевых пленок методом испарения.
691. Kim С. W., Schwartz R. J., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 657
(1969).
Термофотовольтаический диод типа p — t — n.
692. Kimura Т., Nunoshita М., Yamaguchi /., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 639
(1966).
Электрические и оптические свойства гетеропереходов п — п Ge—Si.
693. King V. J., Rev. Sci. Instrum., 32, 1407 (1961).
Жидкий сплав для получения контактов с металлическими и неме¬
таллическими поверхностями.
694. Kingston R. Н., Journ. Appl. Phys., 27, 101 (1956).
Обзор свойств поверхности германия.
695. Kingston R. И., Neustadter S. F., Journ. Appl. Phys., 26, 718
(1955).
Вычисление поверхностного заряда, поля и концентрации носителей
на поверхности полупроводника.
696. Kirby R. К., в книге American Institute of Physics Handbook (D. Gray, ed.),
2nd ed. McGraw-Hill, New York, 1963.
Термическое расширение.
697. Kircher С. /., Journ. Electrochem. Soc., 117, 100C (1970); Electrochem. Soc.
Extended Abstr., 137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 335.
Свойства контактов кремния с силицидом палладия.
698. Кирвалидзе И. Д., Жуков В. Ф., ФТТ, 1, вып. И, 1583 (1959).
О возможности создания омического контакта на кремнии методом
втирания металла при сухом трении с полупроводником.
699. Киселева Н. К., Кристаллография, 9, вып. 3, 439 (1964).
Получение и некоторые свойства гетеропереходов InSb—GaSb,
700. Киселева Н. К., Радиотехника и электроника, 9, 1574 (1964).
Электрические свойства гетеропереходов InSb—GaSb.
701. Киселева Н. К., Коломиец Б. Т., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 203, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Гетерокристаллы на основе InSb и GaSb.
702. Klein W., Journ. Appl. Phys., 40, 4384 (1969).
Фотоэмиссия из GalnAs, покрытого окисью цезия.
703. Kleinman D. A., Bell Syst. Tech. Journ., 40, 85 (1961).
Проблемы, связанные с солнечным элементом.
704. Klohn К. L., Wandinger L., Journ. Electrochem. Soc., 116, 507 (1969).
Изменение сопротивления контактов металлов с GaAs в зависимости
от концентрации примеси и его применение в устройствах.
БИБЛИОГРАФИЯ
379
705. Knight S., Paola С., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors
(B. Schwartz, ed.), Electrochem. Soc., New York, 1969.
Омические контакты к арсениду галлия.
706. Kobayashi A., Oda Z., Kawaji S., Arata H., Sugiyama K-, Phys. Chem.
Solids, 14, 37 (1960).
Примесная проводимость очищенных поверхностей германия при низ¬
ких температурах.
707. Кос S. et al., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 3, 163, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Электрические и оптические свойства аморфных слоев германия, по¬
лученных различными методами.
708. Kodera И., Shirafuji /., Kurata К., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 743 (1966).
Получение гетеропереходов между полупроводниковыми соединения¬
ми методом сплавления и реакции замещения.
709. Koenig Н. R„ Maissel L. /., IBM Journ. Res. Develop., 14, 168 (1970).
Применение высокочастотного разряда при распылении.
710. Koenig S. Н., Phys. Chem. Solids, 8, 227 (1959).
Обзор явлений, связанных с «горячими» и «теплыми» электронами.
711. Kohn Е. S., Rep. AFCRL-70-0711. Air Force Cambridge Res. Labs, Bedford,
Massachusetts (1970).
Исследование твердотельных холодных катодов
712. Kolm С., Kulin S. A., Averbach B. L., Phys. Rev., 108, 965 (1957).
Исследования интерметаллических соединений АщВ\.
713. Коломиец Б. Т., Малкова А. А., ЖТФ, 28, 1662 (1958).
Свойства и структура тройных полупроводниковых систем. IV. Элек¬
трические и фотоэлектрические свойства твердых растворов замещения
в системе ZnTe—CdTe.
714. Комащенко В. Н., Федорус Г. А., ФТП, 3, вып. 8, 1192 (1969).
Электрические свойства гетеропереходов р — п Cu2_*Se—CdSe.
715. Комащенко В. И., Лукьянчикова Н. Б., Федорус Г. А., Шейнкман М. К-,
Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures,
Budapest; 2, 213, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Механизм протекания тока через тонкопленочные гетеропереходы
p-(Cu2-iSe)—n-(CdSe) в темноте и при освещении.
716. Konaka М., Abe Т., Sato К., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 790 (1968).
Неразрушающий метод определения концентрации примесей в эпи¬
таксиальном слое кремния с использованием барьера Шоттки металл —
полупроводник.
717. Конопля Л. Н., Кравченко А. Ф., Сироткина У. П., ПТЭ, № 3, 728 (1965).
Невыпрямляющие контакты на арсениде галлия.
718 Konnerth К. L., Marinace J. С., Topatian J. С., Journ. Appl. Phys., 41, 2060
(1970).
Электролюминесцентные диоды из GaAs с диффузией Zn, обладаю¬
щие большим сроком службы.
719. Конозенко И. Д. и др., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 1, 221, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Получение плавных гетеропереходов CdS—CdSe и исследование их
структуры.
720. Корзо В. Ф., Рябова Л. А., ФТП, 3, вып. 4, 610 (1969).
Эффекты переключения в гетеропереходах Ge—In203 и Ge—А120з.
721. Косогов О. В., Марамзина М. А., ФТП, 3, вып. 11, 1736 (1969).
Фотодиоды с фильтрующим слоем /г-типа.
722. Kosonocky W. F., Comely R. Н., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4,
125 (1968).
Лазерные усилители на GaAs.
380
БИБЛИОГРАФИЯ
723. Кот М. В., Панаснж Л. М., Симашкевич А. В., Цуркан А. Е., Щер¬
бин Д. А., ФТТ, 7, вып. 4, 1244 (1965).
О собственном рекомбинационном излучении гетеропереходов
ZnSe—ZnTe.
724. Котелянский И. М., Митягин А. Ю., Орлов В. П., Proc. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 231, 1970.
Hung Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Получение и кристаллическая структура гетероэпитаксиального CdS,
нанесенного на GaP.
725. Коваленко П. А., Коротков В. А., Панасюк Л. М., Proc. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 363, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Поперечный и продольный фотоэффект в гетеропереходах между эле¬
ментарными полупроводниками и соединениями ДцВуг-
726. Krause G. О., Teague Е. С., Appl. Phys. Lett., 10, 251 (1967).
Наблюдение дислокаций несоответствия в гетеропереходах GaAs—Ge,
727. Krenzke G., Lemke H., Muller G. 0., Phys. Status Solidi, 25, K.131 (1968).
Свойства золотых контактов на чистых поверхностях кремния п-типа.
728. Kressel Н., Laser Focus, November 1970, p. 45.
Экономичный лазер небольшого размера.
729. Kressel Н., Ladany /., Journ. Appl. Phys., 39, 5339 (1968).
Электролюминесценция в диодах AlxGai-xP, изготовленных методом
жидкостной эпитаксии.
730. Kressel Н., Nelson Я., RCA Rev., 30, 106 (1969).
Лазеры с ограничением на р—и-переходе в арсениде галлия с умень¬
шенными оптическими потерями при комнатной температуре.
731. Kressel Н., Nelson Я., Appl. Phys. Lett., 15, 7 (1969).
Улучшенные лазерные диоды с ограничением на основе AlxGai_xAs,
испускающие инфракрасное и красное излучение.
732. Kressel Я., Nelson Я., McFarlane S., Abrahams Л4. S., LeFur P., Buioc-
chi C. /., Journ. Appl. Phys., 40, 3587 (1969).
Влияние дефектов подложки на инжекционные лазеры из GaAs, по¬
лученные методом жидкостной эпитаксии.
733. Kressel Я., Lockwood FI. F., Nelson Я., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-6, 278 (1970).
Диодные лазеры с низким порогом на основе AlxGai_xAs, излучаю¬
щие видимый и инфракрасный свет.
734. Kressel Я., Nelson Я., Hawrylo F. Z., Journ. Appl. Phys., 41, 2019 (1970).
Контроль оптических потерь в лазерах с р n-переходами путем
использования гетеропереходов; теория и эксперимент.
735. Kressel Я., Kohn Е. S., Nelson Я., Tietjen J. J., Appl. Phys. Lett., 16, 359
(1970).
Оптоэлектроиный холодный катод с использованием гетеропереход-
ной структуры AlxGai_xAs.
736. Kressel Н., Butler I. К-, Sommers H. S., Jr., Appl. Phys. Lett., 17, 403
(1970).
Поперечные моды высокого порядка резонатора гетеропереходных
диодных лазеров.
737. Kressel Я., Sommers Я. S., Jr., Lockwood Я. F., Ettenberg М., Nelson Я.,
Proc. 1970 IEEE Reliability Conf., Las Vegas (1970).
Катастрофические разрушения в инжекционных лазерах с ограниче¬
нием на гетеропереходах AlGaAs—GaAs.
738. Kressel Я., Lockwood Я. F., Hawrylo F. Z., Appl. Phys. Lett., 18, 43 (1971).
Инжекционные лазеры с низким порогом на GaAs.
739. Krikorian Е., Sneed R. J., Journ. Appl. Phys., 37, 3665 (1966).
Эпитаксиальное нанесение германия при одновременном распылении
и испарении.
БИБЛИОГРАФИЯ
381
740 Kroger F. A., Diemer G., Klasens H. A., Phys. Rev., 103, 279 (1956).
Природа омического контакта металл — полупроводник.
741. Kroemer Н., Bull. Amer. Phys. Soc., 1, 143 (1956).
Зонная структура полупроводниковых сплавов с локально изменяю¬
щимся составом.
742. Kroemer Н., Arch. Elektrotech. Ubert., 8, 223 (1956).
Дрейфовый транзистор.
743. Kroemer Н., RCA Rev, 17, 515 (1956).
Контактная разность потенциалов на псевдорезком р— п-переходе.
744. Kroemer Н., Proc. IRE, 45, 1535 (1957).
Теория широкозонного эмиттера для транзисторов.
745. Kroemer Н„ RCA Rev., 28, 332 (1957).
Квазиэлектрические и кваэимагнитные поля в неоднородном полу¬
проводнике.
746. Kroemer Н., Proc. IEEE, 51, 1782 (1963).
Предполагаемый класс гетеропереходных инжекционных лазеров.
747. Kroemer Н., Tech. Rep. No. AFAL-TR-65-243. Document AD 471872. Nat,
Tech. Information Service, Springfield, Virginia (1965).
Концепции гетеропереходного устройства.
748. Kroger Г. A., DeNobel K-, U: S. Patent 2865794 (1958).
Полупроводниковое устройство с омическим контактом, содержащим
теллурид, и метод его получения.
749. Kruse P. W., Schulze R. G., Proc. Int. Conf. Phtoconduct., 3rd, Stanford
Univ., 1969.
Фотоэффекты в гетеропереходах n — p Ge—GaAs.
750. Kruse P. W., Pribble F. C., Schulze R. G., Journ. Appl. Phys., 38, 1718
(1967).
Твердотельный преобразователь инфракрасного излечения с использо¬
ванием гетеропереходов Ge—GaAs с высокой квантовой эффективностью.
751. Kruse P. W., Liu S. Т., Schulze R. G., Peterson S. R., Journ. Appl. Phys.,
40, 5401 (1969).
Лавинный пробой в гетеропереходах n — р Ge—GaAs.
752. Ku S. М., Black J. F., Journ. Appl. Phys., 37, 3733 (1966).
Инжекционная электролюминесценция в диодах (AlxGai_*)As с пе¬
ременной шириной запрещенной зоны.
753. Кисега L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 5, 329, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Свойства селеновых гетеропереходов, полученных различными мето¬
дами.
754. Кухарский А. А., Субашиев В. К-, Ушакова М. Б., ФТП, 1, вып. 2, 203
(1967).
О слое вырожденного электронного германия в гетеропереходах.
755. Kumar R. С., Int. Journ. Electron., 25, 239 (1968).
Перенос тока в изотипных гетеропереходах.
756. Kumar R. С., Int. Journ. Electron, 27, 185 (1969).
Диффузионная теория переноса тока в анизотипных гетеропере¬
ходах.
757. Kunioka А., Sakai Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1138 (1968).
Электрические и оптические свойства переходов CdO—Si.
758. Kurata К., Hirai Т., Journ. Electrochem. Soc., 115, 869 (1968).
Исследование процесса получения резких гетеропереходов при выра¬
щивании из раствора.
759. Kurtin S., Mead С. A., Phys. Chem. Solids, 29, 1865 (1968).
Поверхностные барьеры на слоистых полупроводниках; GaSe.
760. Kurtin S., Mead С. A., Proc. IEEE, 56, 1594 (1968).
Затвор на GaSe с барьером Шоттки.
382
БИБЛИОГРАФИЯ
761. Kurtin S., McGill Т. C., Mead C. A., Phys. Rev. Lett., 22, 1433 (1969).
Фундаментальные переходы в электронной структуре твердых тел.
762 Куров Г. А., Семилетов С. А., Пинскер 3. Г., Кристаллография, 2, вып. 1,
59 (1957).
Электрические свойства и реальная структура монокристаллических
пленок германия, полученных испарением в вакууме.
763. Ladd G. О., Ph. D. Thesis, Carnegie-Mellon Univ., Pittsburgh, Pennsylvania
(1969).
Выращивание и электрические характеристики гетеропереходов
р-Ge—«-GaAs.
764. Ladd G. О., Feucht D. L, Metallurgical Trans. AIME, 1, 609 (1970) .
Эффекты автолегирования на границе раздела гетеропереходов
GaAs—Ge.
765. Ladd G. О, Feucht D. L., IEEE Trans. Electron Devices, ED-17, 413 (1970).
Потенциальные возможности высокочастотных гетеропереходных
транзисторов.
766. LadeR. W., Journ. Electron. Contr., 17, 415 (1964).
Вплавные и диффузионные переходы в Si.
767. Lade R. W., Jordan A. G., Journ. Electron. Contr., 13, 23 (1962).
О статистических характеристиках устройств с переходами.
768. Lakatos А. /., Roberts G. О., Journ. Appl. Phys., 39, 5308 (1968).
Емкость двойного барьера Шоттки, полученного на тригоиальном
селене.
769. Lakshmanan Т. К., Proc. IRE, 48, 1646 (1960).
р — «-переходы между полупроводниками с различной шириной за¬
прещенной зоны.
770. Lamming J. S., Foxell С. А. P., Mullard Tech. Comm., 8, 118 (1965).
Полупроводниковые устройства из GaAs.
771. Lampert М. A., Phys. Rev., 103, 1648 (1956).
Упрощенная теория токов, ограниченных пространственным зарядом,
в изоляторе с ловушками.
772. Lampert М. A., Phys. Rev., 113, 1236 (1959).
Переходные характеристики омического контакта.
773. Lampert М. A., Proc. IRE, 50, 1781 (1962).
Инжекционные токи в изоляторах.
774. Lander J. /., Gobeli G. W., Morrison J., Journ. Appl. Phys., 34, 2298 (1963).
Структурные свойства сколотых поверхностей германия и кремния.
775. Landis Н. М., Journ. Appl. Phys., 36, 2000 (1965).
Электроды для керамических полупроводников типа титаната бария.
776. Landsberg Р. Т., Proc. Roy. Soc., Ser. А, 206, 463 (1951).
Теория прямой ветви характеристики выпрямителей.
777. Landsberg Р. Т., Proc. Roy. Soc., Ser. А, 206, 477 (1951).
К теории выпрямителей с гетерогенным барьерным слоем.
778. Ландеман А. П., Швец Ю. И., Альтшулер В. Л., Тыквенко Р. Н., Ргос.
Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Buda¬
pest; 2, 373, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Фотоэлектрические свойства гетеропереходов CU2S—CdTe.
779. Lane С. H., IEEE Trans. Electron Devices, ED-15, 998 (1968).
Напряжения на границе раздела Si—Si02 и их связь с состояниями
на границе раздела.
780. Lane С. Н., Metallurgical Trans. AIME, 1, 713 (1970).
Металлизация алюминием и контакты для интегральных схем.
781. Lang ]., Kispeter J., Gombay L., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; p. 63, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Зависимость электрических свойств гетеропереходов Se—CdSe от
легирования.
БИБЛИОГРАФИЯ
383
782. Larach S., Shrader R. E., Stocker C. F., Phys. Rev,, 108, 587 (1957).
Аномальное изменение ширины запрещенной зоны в зависимости от
состава соединений цинка с серой, селеном и теллуром.
783. Lasher G. J., IBM Journ. Res. Develop., 7, 58 (1963).
Пороговые соотношения и дифракционные потери в инжекционных
лазерах.
784. Lasher G. ]., Stern F., Phys. Rev., 133, A553 (1964).
Спонтанная и вынужденная рекомбинация в полупроводниках.
785. Laugier A., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 2, 375, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Фонониая спектроскопия в туннельных гетеропереходах Ge—GaAs.
786. Laugier A., Durupt P., Vicario E., Pitaval М., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 239, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Псевдо-кикучи картины; новый метод ориентации, определения
структуры и контроля качества эпитаксиальных слоев.
787. Lavine J. М., IBM Journ. Res. Develop., 7, 17 (1963).
Инжекционные лазеры на GaAs.
788. Lavine J. М., Semicond. Prod. Solid State Technol., 7, 17 (1964).
Обзор работ по тонкопленочным транзисторам и транзисторам с го¬
рячими электронами.
789. Лаврентьева Л. Г., Захаров И. С., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 253, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Свойства металлургической границы раздела Ge—GaAs.
790. Law J. Т., Phys. Chem. Solids, 14, 9 (1960).
Поверхностные свойства кремния, очищенного в вакууме.
791. Lawley К. L., Heilig J. A., Klein D. L., Elektrochem. Techn., 5, 374 (1967).
Получение омических контактов на GaAs «-типа.
792. Lax В., Neustadter S. F., Journ. Appl. Phys., 25, 1148 (1954).
Переходные характеристики р — «-перехода.
793. Learn А. /., Gag К■ Е., Journ. Appl. Phys., 40, 430 (1969).
Нанесение кубического карбида кремния при реакции.
794. Learn А. ]., Scott-Monck J. A., Journ. Appl. Phys., 39, 2480 (1968).
Тонкопленочные диоды из CdS, подвергнутые термообработке в раз¬
личных средах.
795. Lee С. A., Bell. Syst. Tech. Journ., 35, 23 (1956).
i Высокочастотный германиевый транзистор с диффузионной базой.
^96. Lee С. A., Logan R. А., Batdorf R. L, Kleimack J. J., Wiegmann W., Phys.
Rev., 134, A761 (1964).
Скорости ионизации дырок и электронов в кремнии.
797. Lee D. Н„ Nicolet М. A., Solid-State Electron., 8, 182 (1965).
\ Токи, ограниченные пространственным зарядом, в твердых телах при
\ различных геометриях и зависящей от поля подвижности.
798. Lee У. S., Kim С. К., Proc. IEEE, 58, 1153 (1970).
Двухваттные диоды на GaAs с барьером Шоттки.
799. Lehmann W., Bull. Amer. Phys. Soc., 13, 456 (1968).
n — i- и p — i-гетеропереходы в соединениях АцВух.
800. Lehovec K-, Proc. IRE, 40, 1407 (1952).
Новые фотоэлектрические устройства с применением инжекции носи¬
телей.
801. Lehovec К., Slobodskoy A., Solid-State Electron., 3, 45 (1961).
Диффузия заряженных частиц в полупроводник при наличии встроен¬
ного поля.
802. Lehovec К-, Slobodskoy A., Sprague J. L., Phvs, Status Solidi, 3, 447
(1963).
384
БИБЛИОГРАФИЯ
Анализ поверхностных состояний на кремнии методом эффекта поля
и емкости.
803. Лидерман А. Ю., ФТП, 3, вып. 10, 1495 (1969).
Влияние центров захвата на токовые характеристики полупроводни¬
ковой структуры рпп*.
804. Leighton R. В., Principles of Modern Physics, McGraw-Hill, New York,
1959.
805. Leighton W. H., Jr., Ph. D. Thesis, Carnegie-Mellon Univ., Pittsburgh,
Pennsylvania, 1970.
Монолитные смесители на полуизолирующем арсениде галлия.
806. Leile R. С. С., Sarace J. С., Olson D. Н., Cohen В. д., Shelan J. М., Уа-
riv A., Phys. Rev., 137, А1583 (1965).
Механизмы инжекции в диффузионных электролюминесцентных пе¬
реходах на GaAs.
807. Leitz P., Marchal G., Palz W., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 385, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Исследование некоторых физических аспектов тонкопленочного сол¬
нечного элемента на CdS—Cu2S.
808. Leitz P., Marchal G., Palz W., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; p. 64, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Физическая модель тонкопленочного солнечного элемента CdTe—
Cu2Te.
809. Lendvay D., Balazs J., Gal М., Gergely G., Schanda J., Proc. Int. Conf.
Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; I, 263,
1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Получение и некоторые свойства гетеропереходов Si—ZnS.
810. Lenzlinger М., Snow E. H„ Journ. Appl. Phys., 40, 278 (1969).
Туннелирование Фаулера — Нордхайма в термически выращенный
Si02.
811. Lepselter М. P., U. S. Patent 3106489 (1960).
Изготовление полупроводникового устройства.
812. Lepselter М. P., Bell, Sysl. Tech. Journ., 45, 233 (1966).
Технология управляемых пучков.
813. Lepselter М. P., Andrews J. М., в книге: Ohmic Contacts to Semiconduc¬
tors (В. Schwartz, ed.), Electrochem. Soc., New York, 1969.
Омические контакты к кремнию.
814. Lepselter М. P., Sze S. М., Proc. IEEE, 56, 1400 (1968).
Полевой транзистор с изолированным затвором с использованием
в качестве истока и стока контактов с барьерами Шоттки
(SB-IGFET).
815 Lepselter М. P., Sze S. М., IEEE Trans. Electron Devices, ED-15, 434
(1968).
Почти идеальные барьеры металл — полупроводник.
816 Lepselter М. P., MacRae A. U., MacDonald R. W., Proc. IEEE, 57, 812
(1969).
SB-IGFET, II; применение ионной имплантации для получения
IGFET с барьерами Шоттки.
817 Lesk I. A., Holonyak N., Jr., Aldrich R. W., Brouilette J. W., Ghandhi S. K.,
Proc. IRE, 48, 1833 (1960).
Различные аспекты твердотельных устройств микроэлектроники.
818. Leverenz D. J., Gaddy О. L., Proc. IEEE, 58, 1487 (1970).
Стробирующие свойства в субнаносекундной области динамического
фотоумножителя со скрещенными полями.
819, Levitas A., Wang С. С., Alexander В. Н., Phys. Rev., 95, 846 (1954),
Ширина запрещенной зоны сплавов германий — кремний.
БИБЛИОГРАФИЯ 385
820. Lewicki G. W., Mead C. A., Appl. Phys. Lett., 8, 98 (1966).
Зависимость высоты барьера в туннельных переходах A1N от напря¬
жения.
821. Libicky Д., в книге II—VI Semiconducting Compounds (D. G. Thomas,
ed.), Benjamin, New York, 1967.
Синтез и выращивание кристаллов CdSe, ZnTe и ZnSe.
822. Либов Л. Д., Мескин С. С., Наследов Д. И., Седов В. Е., Царенков Б. В.,
ПТЭ, 746 (1965).
Омические контакты металлов с арсенидом галлия. (Обзор.)
823. Лидоренко Н. С., Ландеман А. П., Каган М. Б., Любашевская Т. Л.,
Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures,
Budapest; p. 66, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Некоторые свойства фотоэлементов с гетероструктурами в качестве
преобразователей энергии излучения.
824. Liechti С. Д., IEEE Trans. ElectronDevices, ED-17, 975 (1970).
Преобразователи на основе диодов с барьерами Шоттки.
825. Light Т. В., Hull Е. М., Gereth R., Journ. Electrochem. Soc., 115, 857
(1968).
Получение толстых полуизолирующих пленок GaAs методом быстрого
испарения.
826. Lin L. Y., Rev. Sci. Instrum., 28, 187 (1957).
Исследование инжектирующих и экстрагирующих контактов на моно¬
кристаллах германия.
827. Linden К. /., Journ. Appl. Phys., 40, 2325 (1969).
Инжекционная электролюминесценция диффузионных диодов GaAlAs.
828. Lindley W. Т., Phelan R. J., Jr., Wolfe С. М., Foyt A. G., Appl. Phys. Lett.,
14, 197 (1969).
Лавинные фотодиоды на GaAs с барьерами Шоттки.
829. Lindmayer J., Proc. IEEE, 52, 1751 (1964).
Транзистор с металлическим затвором.
830. Lindmayer J., Solid-State Electron., 8, 523 (1965).
Гетеропереходные свойства оксидированного полупроводника.
831. Lindmayer J., Busen К. М., Trans. AIME, 233, 530 (1965).
Граница раздела полупроводник — окисел как гетеропереход.
832. Lindmayer J., Revbsz A. G., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; 2, 397, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Электронные процессы \ гетеропереходных фотовольтаических эле¬
ментах. \
833. Lindmayer J., Reynolds J., Wrigley C., Journ. Appl. Phys., 34, 809
(1963).
Ограниченный пространственным зарядом ток носителей одного типа
в твердых телах.
834. Liu Y.-Z., Moll J. L, Spicer W. E., Appl. Phys. Lett., 14, 275 (1969).
Влияние термической очистки на фотоэмиссионные свойства поверх¬
ностей GaAs.
835. Liu Y.-Z., Moll J. L., Spicer W. E„ Appl. Phys. Lett., 17, 60 (1970).
Квантовый выход полупрозрачного фотокатода из GaAs.
836. Lockwood Н. F., Kressel H., Sommers H. S., Jr., Hawrylo F. Z., Appl.
Phys. Lett., 17, 499 (1970).
Эффективный инжекционный лазер с большим оптическим резона¬
тором.
837. Loebner Е. Е„ U. S. Patent 2817783 (1957).
Электролюминесцентное устройство.
838. Loebner Е. Е., Hewlett Packard Associates Interim Eng. Rep. No. 3,
March — May 1963, Palo Alto, California [A, F, Contract No. AF33(657),
9772, BPSN: 3-6799 760 E 415906] (1963).
13 Зак. 285
386
БИБЛИОГРАФИЯ
839. Loferski J. Proc. IEEE, 51, 667 (1963).
Недавние исследования фотовольтаических преобразователей солнеч¬
ной энергии.
840. Logan R. A., Sze S. М., Proc. Int. Conf. Phys. Semicond., Kyoto, Physical
Soc. of Japan, Tokyo, Japan (1966).
Лавинное умножение в p — «-переходах в Ge и GaAs.
841. Logan R. A., Chynoweth A. G., Cohen B. G., Phys. Rev., 128, 2518 (1962).
Лавинный пробой в p — «-переходах в арсениде галлия.
842. Longini R. L., Feucht D. L., Trans. AIME, 233, 433 (1965).
Полупроводниковые гетеропереходы.
843. Longini R. L., Greene R. F., Phys. Rev., 102, 992 (1956).
Взаимодействие между заряженными примесями в полупроводниках
и изоляторах.
844. Lonsdale К., Phil. Trans. Roy. Soc. London, 240, 219 (1947).
Фотографирование кристалла в расходящемся пучке рентгеновских
лучей.
845. Looney D. Н., U. S. Patent 2820932 (1958).
Контактные структуры.
846. Lopez A., Anderson R. L., Solid-State Electron., 7, 695 (1964).
Спектры фототока гетеропереходов Ge—GaAs.
847. Lorenz М. R., Pilkuhn М., Journ. Appl. Phys., 37, 4094 (1966).
Выращивание из раствора эпитаксиальных р — «-переходов в GaP и
их свойства.
848. Lorenz М. R., Aven М., Woodbury Н. Н., Phys, Rev., 132, 143 (1963).
Корреляция между дефектами, введенными облучением и индуциро¬
ванными термически в соединениях AuBvi.
849. Losee D. L., Wolf E. L., Phys. Rev., 187, 925 (1969).
Туннельная спектроскопия переходов в CdS с барьерами Шоттки.
850. Lowen L, Rediker R. Н., Journ. Electrochem. Soc., 107, 26 (1960).
Диффузионные диоды на арсениде галлия.
851. Lowenheim F. A., ed., Modern Electroplating, Wiley, New York, 1963.
852. Lucovsky G., Cholet P. H., Journ. Opt. Soc. Amer., 50, 979 (1960).
Чувствительный фотокатод для видимого спектра из арсенида галлия.
853. Ludeke R., Paul Wв книге II—VI Semiconducting Compounds (D. G. Tho¬
mas, ed.), p. 123. Benjamin, New York, 1967.
Выращивание и оптические свойства эпитаксиальных тонких пленок
некоторых соединений AnBvi.
854. Ludwig G. W., в книге II—VI Semiconducting Compounds (D. G. Thomas,
ed.), p. 1287. Benjamin, New York, 1967.
Эффект Ганна в ZnSe и CdTe.
855. Ludwig G. W., Aven М., Journ. Appl. Phys., 38, 5326 (1967).
Эффект Ганна в ZnSe.
856. Luther L. C., Journ. Electrochem. Soc., 116, 374 (1969).
Выращивание фосфида галлия, легированного цинком, с использова¬
нием в качестве носителя водяного пара.
857. Luther L. С., Trans. AIME. 1, 593 (1970).
Выращивание массивных кристаллов GaP методом газового транс¬
порта с использованием галогенов.
858. Лужная Н. П., Journ. Cryst. Growth, 3/4, 97 (1968).
Выращивание из металлических растворов.
■859. MacDonald J. R., Solid-State Electron., б, 11 (1962).
Точное решение задачи об идеализированном контакте металл —
полупроводник с одним типом носителей.
860. Mach R., Ludwig W., Eichhorn G., Arnold H., Phys. Status Solidi, 2, 701
(1970).
Этитаксиальное выращивание и проводящие свойства гетероперехо¬
дов ZnSe—GaAs.
БИБЛИОГРАФИЯ
387
861. Mahmoud A A., Bull. Amer. Phys. Soc., 13, 1676 (1968).
Анализ контактов металл — полупроводник малой площади.
862. Малинин А. Ю., Панков В. С., Суровиков М. В., Proc. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 3, 173, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Электрические свойства слоев, выращенных на изолирующих под¬
ложках вблизи границы раздела гетероперехода.
863. Маттапа С. I. Z., Anderson R. L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semi¬
cond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 279, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Туннелирование в изотипных гетеропереходах.
864. Manasevit Н. М., Simpson Ц7. /., Journ. Electrochem. Soc., 116, 1725
(1969).
Применение металлоорганических соединений для- получения полу¬
проводниковых материалов. I. Эпитаксиальное выращивание соединений
галлия с элементами V группы.
865. Manasevit Н. М., Thorsen А. С., Metallurgical Trans. AIME, 1, 623
(1970).
Гетероэпитаксия GaAs на окиси алюминия; I. Ранние стадии выра¬
щивания.
866. Marinace J. С., IBM Journ. Res. Develop., 4, 248 (1960).
Эпитаксиальное выращивание монокристаллов Ge из газовой фазы
в закрытой системе.
867. Marinace J. С., IBM Journ. Res. Develop., 4, 280 (1960).
Туннельные диоды, полученные выращиванием германия из газовой
фазы на Ge и GaAs.
868. Marple D. Т. F., Journ. Appl. Phys., 35, 1879 (1964).
Эффективные массы электронов в ZnSe.
869. Martin D. Stratton R., Solid-State Electron., 9, 237 (1966).
Работа при~_выеош1х токах транзистора с базой из полупроводника
с переменной шириной (запрещенной зоны.
870. Martinelli R. U., Appl. Phys. Lett., 16, 261 (1970).
Инфракрасное излучение кремния.
871. Martinuzzi S., David J. P., Cabane-Brouty F., Sorbier J. P., Proc. Int.
Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest;
1, 287, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Физические свойства и анализ гетеропереходов CdS—CU2S.
872. Maruska Н. P., Tietjen J. J., Appl. Phys. Lett., 15, 327 (1969).
Получение монокристаллов GaN из газовой фазы и их свойства.
873. Магиуата М., Kikuchi S., Mizuno О., Journ. Electrochem. Soc., 116, 413
(1969).
Получение и свойства эпитаксиального арсенида галлия.
874. Matare Н. F., Journ. Appl. Phys., 30, 581 (1959).
Дислокационные плоскости в полупроводниках.
875. Matare Н. F., Solid State Phys., 1, 73 (1960).
Анизотропия переноса носителей в полупроводниковых бикри¬
сталлах.
876. Matare Н. F., Journ. Electrochem. Soc., 116, 146 С (1969).
Гетероэпитаксия кремния на изолирующих кристаллических подлож¬
ках.
877. Matino FI., Tokunaga М Journ. Electrochem. Soc., 116, 709 (1969).
Сопротивление контактов некоторых металлов и сплавов с GaAs.
878. Matlow S. L., Ralph E. L., Journ. Appl. Phys 30, 541 (1959),
Омический контакт алюминий — кремний п-типа
879. Matlow S. L., Ralph Ё. L., Solid-State Electron., 2, 202 (1961).
Омический контакт с малым сопротивлением для кремниевых полу¬
проводниковых устройств.
13*
388
БИБЛИОГРАФИЯ
880. Matsukura Y., Oda JU. S. Patent 3275906 (1966).
Полупроводниковое устройство, состоящее из нескольких гетеро¬
слоев.
881. Matsuura Е., Matsui К., Hasiguti R. R., Journ. Appl. Phys., 33, 1610
(1962).
Технология получения омических контактов на кремнии.
882. May G. А., Solid-State Electron., II, 613 (1968).
Транзистор с коллектором в виде барьера Шоттки.
883. May J. Е. в книге Ohmic Contacts to Semiconductors (В. Schwartz, ed.)
Electrochem. Soc., New York, 1969.
Вольфрамо-алюминиевый омический контакт.
884. May J. E., Electrochem. Soc. Extended Abstr,, 134th Nat. Meeting, Mont¬
real, Fall 1968, Abstract 505.
Омические контакты алюминия с кремнием п-типа.
885. Mayburg S., Smith В., IRE Trans. Electron Devices, ED-9, 161 (1962).
Высокочастотный коэффициент переноса и время пролета транзисто¬
ров с переменной базой.
886. Mayer Н., Abstr, Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest, 1970; p. 93 (1970). Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Новые результаты, относящиеся к проблеме эпитаксиального выра¬
щивания.
887. Mayer S. Е„ U. S. Patent 2914449 (1959).
Низкоомные контакты к германию.
888. McAfee К. В., Ryder Е. /., Shockley WSparks М., Phys. Rev., 83, 650
(1951).
Наблюдение тока Зинера в германиевых р — п-переходах.
889. McCaldin J. О., Harada R., Journ. Appl. Phys., 31, 2065 (1960).
Влияние давления мышьяка на легирование арсенида галлия герма¬
нием.
890. McCombs А. Е., Jr., Milnes A. G., Int. Journ. Electron., 24, 573 (1968).
Вычисление дрейфовой скорости в кремнии при высоких электриче-
ских ПОЛЯХ
891. McKay К. д., Phys. Rev., 94, 877 (1954).
Лавинный пробой в кремнии.
892. McKelvey J. P., Phys. Rev., 106, 910 (1957).
Экспериментальное определение скоростей рекомбинации инжектиро¬
ванных носителей на дислокациях в полупроводниках.
893. McKelvey J. P., Longini R. L., Phys. Rev., 99, 1227 (1955).
Рекомбинация инжектированных носителей на дислокациях в полу¬
проводниках.
894. McWhorter A. L., Solid-State Electron., 6, 417 (1963).
Электромагнитная теория полупроводникового переходного лазера.
895. Mead С. A., Proc. IRE, 48, 359 (1960).
Усилитель с туннельной эмиссией.
896. Mead С. A., Proc. IRE, 48, 1478 (1960).
Замечание по поводу туннельной эмиссии.
897. Mead С. A., Journ. Appl. Phys., 32, 646 (1961).
Работа устройств на основе туннельной эмиссии.
898. Mead С. A., Phys. Rev., 6, 545 (1961).
Аномальная емкость тонких диэлектрических структур.
899. Mead С. A., Phys. Rev., 128, 2088 (1962).
Механизмы переноса электронов в тонких изолирующих пленках.
900. Mead С. A., Phys. Rev. Lett., 8, 56 (1962).
Перенос «горячих» электронов в тонких пленках золота.
901. Mead С. А., Ргос IEEE, 54, 307 (1966).
Полевой транзистор с затвором в виде барьера Щотткц,
БИБЛИОГРАФИЯ
389
902. Mead С. Д., Solid-State Electron., 9, 1023 (1966).
Поверхностные барьеры металл — полупроводник.
903. Mead С. Д., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 134th Nat. Meeting Mont¬
real, Fall 1968, Abstract 491.
Физика границ раздела.
904. Mead С. Д., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors (В. Schwarty,
ed.): Electrochem. Soc., New York, 1969.
Физика границ раздела.
905. Mead С. Д., в книге Tunneling Phenomena in Solids (E. Burstein and
S. Lundquist, eds.), Chap. 9. Plenum Press, New York, 1969.
Некоторые свойства экспоненциально затухающих волновых
функций.
(См. перевод: Туннельные явления в твердых телах. Под ред. Э. Бур-
штейна и С. Лундквиста, изд-во «Мир», 1973).
906. Mead С. Д., Spitzer W. G., Appl. Phys. Lett., 2, 74 (1963).
Фотоэмиссия из Au и Си в CdS.
907. Mead С. Д., Spitzer W. G., Phys. Rev. Lett., 10, 471 (1963).
Положение уровня Ферми на поверхности полупроводника.
908. Mead С. Д., Spitzer W. О., Phys. Rev., 134, А713 (1964).
Положение уровня Ферми на границе раздела металл — полупровод¬
ник.
909. Mehl W7., Gossenberger Н. £., Helpert Е., Journ. Electrochem. Soc., НО,
239 (1963).
Метод получения низкотемпературных вплавных золотых контактов
к кремнию и германию.
910. Meierati Е. S., Journ. Electrochem. Soc., 114, 292 (1967).
Отражательная рентгеновская топография арсенида галлия, нанесен¬
ного на германий.
911. Melchior Н., Lepselter М. P., Sze S. М., IEEE Trans. Electron Devices,
ED-15, 687 (1968).
Лавидиые фотодиоды с барьерами Шоттки.
912. Melelty 'М. Д., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Laver Structures, Budapest; p. 26, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
/ Новые аспекты явлений переноса в гетеропереходах и диодах ме-
- ^талл — полупроводник.
913 Mesnard G., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 1, 309, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Влияние температуры на туннельный ток в гетеропереходах.
914. Meyer D. Е., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors (В. Schwartz,
ed.). Electrochem. Soc., New York, 1969.
Улучшение качества контакта алюминий — кремний без высокотем¬
пературного вплавления.
915 Meyerhof Ц7. £., Phys. Rev., 71, 727 (1947).
Контактная разность потенциалов в кремниевых кристаллических
выпрямителях.
916. Meyerhofer D., Ochs S. Д., Journ. Appl. Phys., 34, 2335 (1963).
Протекание тока через очень тонкие пленки АЬОз и ВеО.
917. Michaelson Н. В., Journ. Appl. Phys., 21, 536 (1950).
Работа выхода элементов.
918. Michel А. £., Blum J. М., Hoekstra J. Р., в книге Ohmic Contacts to Semi¬
conductors (В. Schwarty, ed.). Electrochem. Soc.. New York, 1969.
Базовые контакты для быстродействующих транзисторов.
919. Mlddelhoek S., I BAA Journ. Develop., 14, 148 (1970).
Процессы металлизации при изготовлении полевых транзисторов с
барьером Шоттки.
390
БИБЛИОГРАФИЯ
920. Mikslc М. G., Mandel G., Morehead F. F., Onton A A., Schlig E. S.,
Phys. Lett., 11, 202 (1964).
Инжекционная электролюминесценция ZnTe р-типа.
921. Miksic M. G., Schlig E. S., Haering R. R., Solid-State Electron., 7, 39
(1964).
Свойства тонкопленочных транзисторов из CdS.
922. Miles J. L., Smith P. H„ Journ. Electrochem. Soc., 110, 1240 (1963).
Получение пленок окислов металлов с использованием газообраз¬
ных и жидких электролитов.
923. Millea М. F., McColl М., Mead С. A., Phys. Rev., 177, 1164 (1969).
Барьеры Шоттки на GaAs.
924. Miller К■ Grieco М. J., Journ. Electrochem. Soc., 109, 70 (1962).
Эпитаксиальные пленки сплава кремний—германий на кремниевых
подложках.
925. Miller К■ Gireco М. /., Sze S. М., Journ. Electrochem. Soc., 113, 902
(1966).
Выращивание ванадия на кремниевых подложках.
926. Minden Н. Т., Semicond. Prod. Solid State Technol., 6, 34 (1963).
Электролюминесцентные и лазерные диоды из арсенида галлия.
927. Minden Н. Т., Journ. Electrochem. Soc., 112, 300 (1965).
Получение и свойства смешанных кристаллов GaAs—InAs.
928. Monden Н. Т., Appl. Phys. Lett., 17, 358 (1970).
Некоторые оптические свойства арсенида алюминия.
929. Миронов И. А., Оксман Я. А., Рыжкин Ю. С., ФТП, 2, вып. 9, 1377
(1968).
Электролюминесценция низкоомных монокристаллов селенида циика.
930. Mlavski А. /., Weinstein М., Journ. Appl. Phys., 34, 2885 (1963),
Выращивание кристаллов GaAs методом движущегося растворителя.
931. Moest R. R., Shupp В. R., Journ. Electrochem. Soc., 108, 178C (1961).
Выращивание GaAs и GaP из газовой фазы.
932. Moest R. R., Shupp В. R., Journ. Electrochem. Soc.. 109, 1061 (1962).
Получение эпитаксиальных пленок GaAs и GaP из газовой фазы.
933. Moll ]. L, Physics of Semiconductors. McGraw-Hill, New York, 1964.
934. Moll J. L., Meyer N. /., Bartelink D. J., Phys. Rev. Lett., 7, 87 (1961).
Эмиссия «горячих» электронов из кремниевых р — «-переходов, па¬
раллельных поверхности.
935. Molnar В., Flood J. /., Francombe М. Н. Journ. Appl. Phys., 35, 3554
(1964).
Волокнистый и эпитаксиальный рост пленок GaAs при распылении.
936. Montgomery Н. С., Brown W. L., Phys. Rev., 103, 865 (1956).
Изменения проводимости германия, индуцированные полем.
937. Moon P., Journ. Franklin Inst., 230, 583 (1940).
Стандартные спектральные кривые для использования при проекти¬
ровании.
938. Moore R. М., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 186 (1969).
Влияние не зависящего от поля разрыва поляризации на характе¬
ристики гетероперехода.
939. Moore R. М Busanovich С. J„ Proc. IEEE, 57, 735 (1969).
Датчик механических напряжений на основе гетеропереходного дио¬
да, полученного методом испарения.
940. Moore R. М., Busanovich С. /., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 850
(1969).
Датчик механических напряжений; гетеропереходное устройство, по¬
лученное методом напряжения.
941. Moore R. М., Busanovich С. /., Proc. IEEE, 57, 1433 (1969).
Возможность осуществления преобразователя давления на основе
гетеропереходов.
БИБЛИОГРАФИЯ
391
942. Moore R. М., Busanovlch С. J., IEEE Trans. Electron Devices, ED-17, 305
(1970).
Тонкопленочные гетеропереходные диоды p— n Se—CdSe, получен¬
ные нанесением в вакууме.
943. Morehead F. F., Mandel G., Appl. Phys. Lett., 5, 53 (1964).
Эффективная видимая электролюминесценция из р — п-переходов в
системе Zn*Cdi_xTe.
944. Marehead F. F., Mandel G., Phys. Rev., 137, 924 (1965).
Проводимость бинарных полупроводников, ограниченная самоком-
пенсацней (n-Zn*Cdi_xTe).
945. Moriizumi Т., Takahashi К., Jap. Journ. Appl. Phys., 8, 348 (1969).
p — n-переходы в GaAs, легированные Si и Ge.
946. Moriizumi Т., Takahashi K-, Jap. Journ. Appl. Phys., 9, 849 (1970).
Эпитаксиальное выращивание ZnTe на InAs из газовой фазы.
947. Morton G. A., RCA Rev., 10, 525.(1949).
Фотоумножители для сцинтилляционных счетчиков.
948. Morton G. A., IRE Trans. Nucl. Sci., NS-3, 122 (1956).
Последние достижения в области сцинтилляционных счетчиков.
949. Morton G. A., Smith Н. М., Krail Н. R., Appl. Phys. Lett., 13, 356 (1968).
Разрешение по высоте импульса фотоумножителей с высоким коэф¬
фициентом усиления первого динода.
950. Moss Н. /., RCA Rev., 22, 29 (1961).
Тонкопленочные фотовольтаические элементы большой площади.
951. Moss Т. S., Optical Properties of Semiconductors, Butterworth, London,
1959. (См. перевод: Т. Мосс, Оптические свойства полупроводников, ИЛ,
1961.)
952. Moss Т. S., Solid-State Electron., 2, 222 (1961).
Потенциальные возможности солнечных батарей из кремния и арсе¬
нида галлия.
953. Moss Т. S., Hawkins R. D. F., Infrared Phys., 1, 111 (1961).
Инфракрасное поглощение в арсениде галлия.
954. Moultbix С., Nature, 193, 793 (1962).
Интефметаллические пленки АщВ\, полученные распылением.
955. MroczkowSki R. S., Lavine М. С., Gatos Н. С., Trans. AIME, 233, 456
(1965). \
Металлургический аспект гетеропереходов GaAs—Ge, полученных
вплавлением на границе раздела.
956. Muller Е. К., Journ. Appl. Phys., 35, 580 (1964).
Структура ориентированных пленок GaAs, полученных испарением
в вакууме, исследованная методом электронной дифракции.
957. Muller R. S., Journ. Appl. Phys., 34, 2401 (1963).
Поведение золотых контактов на CdS при высоких напряжениях.
958. Muller R. S., Zuleeg R., Journ. Appl. Phys., 35, 1550 (1964).
Тонкопленочные гетеропереходные диоды, полученные нанесением в
вакууме.
959. Муравьева Д. Д., Калинкин И. П., Алесковский В. 5., Proc. Int. Conf.
Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 3,
183, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Термодинамические условия синтеза сильно ориентированных пленок
AiiBvi при конденсации в вакууме.
960. Murphy Е. L„ Good Н. R., Jr., Phys. Rev., 102, 1464 (1956).
Термоэлектронная эмиссия, полевая эмиссия и переходная область.
961. Муэалевский Е. А., Укр. физ. жури., 11, 436 (1966).
Некоторые свойства гетеропереходов CdS—CdSe.
962. Nakai J., Mitsusada К., Yasuoka A., Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 490 (1964).
Характеристики контактов между пленками селенида кадмия, полу¬
ченными осаждением в вакууме, и золотыми пленками.
392
БИБЛИОГРАФИЯ
963. Nakai J., Yasuoka A., Okumura Т., Kano G., Jap. Journ. Appl. Phys., 4,
545 (1965).
Гетеропереходы CdSe—Ge.
964. Nakai J., Kamuro S., Fukushima М., Hamaguchi C., Proc. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 319, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Гетеропереходы ZnTe—GaSb.
965. Nakai Y., Watanabe М., Oi Т., Akatsuka М., Electrochem. Soc., Extended
Abstr., 136th Meeting, Detroit, Fall 1969, p. 269 (1969).
Влияние напряжений на границу раздела изолятор — GaAs и харак¬
теристики планарного диода р — п GaAs.
966. Nakamura S., Fukai М., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 1473 (1967).
Получение тонких пленок ZnSe, ZnTe и ZnSexTei-* методом быст¬
рого испарения.
967. Nakano Г., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 854 (1967).
Получение гетеропереходов GaAs—Si методом выращивания из
раствора и их свойства.
968. Nanavati R. P., An Introduction to Semiconductor Electronics, McGraw-
Hill, New York, 1963.
969. Nannichi Y., Nature, 200, 1087 (1963).
Эпитаксиальное выращивание кремния методом вакуумной субли¬
мации.
970. Nannichi Г., Pearson G. L., Solid-State Electron., 12, 341 (1969).
Свойства диодов из GaP с барьерами Шоттки при повышенных тем¬
пературах.
971. Наследов Д. Н., Протасов Ю. В., Румянцев А. П., ФТП, 3, вып. 8, 1148
(1969).
Тонкопленочный триод, управляемый через запирающий слой
Al—CdS.
972. Nathan М. Journ. Appl. Phys., 33, 1460 (1962).
Вольтамперные характеристики германиевых туннельных диодов.
973. Nathan М. Appl. Optics, 5, 1514 (1962).
Полупроводниковые лазеры.
974. Nathan М. /., Solid-State Electron., 6, 425 (1963).
Рекомбинационное излучение и вынужденная эмиссия из GaAs,
975. Nathan М. /., Marinace J. С., Phys. Rev., 128, 2149 (1962).
Фононное и поляронное взаимодействие в туннельных гетероперехо¬
дах Ge—GaAs.
976. Nathan М. /., Dumke W. P., Burns G., Dill F. H., Jr., Lasher G., Appl,
Phys. Lett., I, 62 (1962).
Вынужденная эмиссия излучения из р — «-переходов в GaAs.
977. Nathanson Я. С., Jordan А. О., Semicond. Prod. Solid State Technol., 5,
38 (1962).
Характеристики диода с переменной емкостью.
978. Nelson D. F., McKenna J., Journ. Appl. Phys., 38, 4057 (1967).
Электромагнитные моды анизотропных диэлектрических волноводов
в р — «-переходах.
979. Nelson Я., RCA Rev., 24, 603 (1963).
Эпитаксиальное выращивание из жидкой фазы и его применение для
получения туннельных и лазерных диодов.
980. Nelson Я., Kressel Я., Appl. Phys. Lett., 15, 7 (1969).
Улучшение качества лазерных диодов на AUGai-xAs, излучающих
красный и инфракрасный свет, благодаря применению структуры с огра¬
ничением.
981. Nelson Я., Pankove J. /., Hawrylo F., Dousmanis G. С., Reno С., Proc.
IEEE, 52, 1360 (1964).
библиография
393
Инжекционный лазер с высокой эффективностью при комнатной тем¬
пературе.
982. Nelson О. L., Anderson D. Е., Journ. Appl. Phys., 37, 66 (1966).
Прохождение «горячих» электронов через тонкопленочные триоды
А1—А12Оэ.
983. Neudeck G. W., Ph. D. Thesis, Purdue Univ., Lafayette, Indiana. Univer¬
sity Microfilms, Ann Arbor, Michigan, Order No. 69—17, 230 (1969).
Исследование шума в гетеропереходах п — п Ge—Si.
984. Neudeck G. 157., Thompson H. W., Jr., Schwartz R. J., Journ. Appl. Phys.,
40, 4108 (1969).
Высокочастотный шум в гетеропереходах п — п Ge—Si.
985. Neville R. С., Mead С. A., Journ. Appl. Phys., 41, 3795 (1970).
Поверхностные барьеры на окиси пинка.
986. Newkirk J. В., Wernick J. H., Ed. Direct Observation of Imperfections in
Crystals. Wiley (Interscience), New York, 1962.
987. Newman P. C., Electron Lett., 1, 265 (1965).
Прямые ветви характеристик гетеропереходов.
988. Newman R. С., Microelectronics and Reliability, 3, 121 (1964).
Обзор работ по выращиванию и структуре тонких пленок германия
и кремния.
989. Newman R. С., Wakefield в книге Solid State Physics in Electronics
and Telecommunications (M. Dcsirant and J. L. Michiels, eds.), Vol. 1.
Academic Press, New York, 1960.
Получение тонких пленок германия при диспроиорционировании ди-
иодида германия.
990. Newmdn R. С., Wakefield J., Journ. Electrochem. Soc., 109, 201C (1962).
Выращивание пленок сплава германий — кремний из газовой фазы
на германиевых подложках.
991 Newman R. L., Goldsmith N., Journ. Electrochem. Soc., 108, 1127
(1961).'-N
Выращивание арсенида галлия из газовой фазы.
992. Nicolet М. А\ Journ. Appl. Phys., 37, 4224 (1966).
Униполярный ток, ограниченный пространственным зарядом, в твер¬
дых телах с; неоднородным пространственным распределением мелких
ловушек.
993. Nicoll F. Я., Journ. Electrochem. Soc., 110, 1165 (1963).
Использование метода «сандвича» в системах с химическим перено¬
сом для выращивания эпитаксиальных слоев полупроводников.
994. Niemyski Т., Weydman Z., Electrochem. Soc., Extended Abstr., 137th Nat,
Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 485 (1970).
Выращивание сильно легированных слоев SiC на монокристаллах
SiC.
995. Nishino Т., Hamakawa Y., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 2, 409, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Оптоэлектронные свойства гетеропереходов Si—Sn02.
996. Nishizawa J., Terasaki Т., Shimbo М., Sunami H., Proc. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 3, 201, 1970,
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Зависимость поверхностных дефектов от процесса выращивания при
эпитаксиальном выращивании кремния.
997. Nohavica D., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 3, 209, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Эпитаксиальное выращивание GaP из газовой и жидкой фаз.
998. Nojima К., Ibuki S., Jap Journ. Appl. Phys. 5, 253 (1966).
Получение и некоторые свойства диодов из ZnSe.
394
БИБЛИОГРАФИЯ
999. Nojima К-, Komiya H., Ibuki S., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 559
(1968).
Видимая электролюминесценция в диоде Au—SiaN4—ZnSe.
1000. Новикова С. И., ФТТ, 2, 2341 (1960).
Термическое расширение a-Sn, InSb и CdTe.
1001. Новикова С. И., ФТТ, 3, вып. 1, 178 (1961).
Исследование термического расширения GaAs и InSe.
1002. Noyce R. N.,Bohn R. E., Chua H. Т., Electronics, 42, July 21, 74
(1969).
Диоды Шоттки для интегральных схем.
1003. Nuese С. J., Gannon J. J., Journ Electrochem. Soc., 115, 327 (1968).
Серебряно-магниевые напыленные омические контакты на арсениде
галлия р-типа.
1004. Nuese С. J., Tietjen J. J., Gannon J. J., Gossenberger H. F., Journ. Elec¬
trochem. Soc., 116, 248 (1969).
Оптимизация эффективности электролюминесценции в диодах из
GaAsi_*Pjc, выращенных из газовой фазы.
1005. Nuese С. ]., Sigai A. G., Ettenberg М., Gannon J. ]., Gilbert S. L., Appl.
Phys. Lett., 17, 90 (1970).
Изготовление p — «-переходов в AlAs, излучающих видимый свет.
1006. Oda J., Jap. Journ. Appl. Phys., 1, 131 (1962).
Выращивание кристаллов GeSi из газовой фазы.
1007. Ogura S., Viswanathan С. R., Electrochem. Soc., Extended Abstr., 137th
Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 275 (1970).
Фотоэмиссионные исследования структур металл — нитрид — полу¬
проводник.
1008. Okada ]., Matino Н., Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 698 (1964).
Незатухающие колебания акустоэлектронного тока в сульфиде
кадмия.
1009. Okada J., Капо Г., Sasaki У., Journ. Phys. Soc. Jap., 16, 2591 (1961).
Эпитаксиальное выращивание GaAs на монокристалле Ge.
1010. Okazaki S., Otaki E., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 181 (1966).
Свойства внутренней границы раздела в структуре Au—изолятор—
CdS, измеренные емкостным методом.
1011. Okimura Н., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1297 (1968).
Аномальный пробой в переходах Cd(CdSe)-«-Ge.
1012. Okimura Н., Kondo R., Jap. Journ. Appl. Phys., 9, 274 (1970).
Электрические и фотовольтаические свойства переходов CdS—S.
1013. Okimura H., Kawakami М., Sakai У., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 908
(1967).
Фотовольтаические свойства гетеропереходных элементов CdS—p-Si.
1014. Oldham W. G., Ph. D. Thesis, Carnegie Inst, of Technol., Pittsburgh,
Pennsylvania (1963).
Полупроводниковые гетеропереходы.
1015. Oldham W. G., Journ. Appl. Phys., 36, 2887 (1965).
Выращивание GaP из газовой фазы на подложках из GaAs.
1016 Oldham W. G., Bahraman A., IEEE J. Quantum Electron., QE-3, 278
(1967).
Электрооптические модуляторы с переходами.
1017. Oldham W. G., Milnes A. G., IRE Trans. Electron Devices, ED-9, 509
(1962).
Гетеропереходы InP—GaAs.
1018. Oldham W. G., Milnes A. G., Solid-State Electron., 6, 131 (1963).
Полупроводниковые n — «-гетеропереходы.
1019. Oldham W. G., Milnes A. G., Solid-State Electron., 7, 153 (1964).
Состояния иа границе раздела резких полупроводниковых гетеро¬
переходов.
БИБЛИОГРАФИЯ '
895
1020. Oldham W. G„ Riben A. R., Feucht D. L., Milnes A. G., Journ. Electro-
chem. Soc., 110, 53c (1963).
Эпитаксиальное выращивание Ge на Si.
1021. O’Reilly T. J., Solid-State Electron., 8, 947 (1965).
Переходные характеристики полевых транзисторов с изолированным
затвором.
1022. Остробородова В. В., Диас П., ФТП, 3, вып. 10, 1573 (1969).
Об энергии ионизации цинка в фосфиде галлия
1023. Oxley Т. Н., Summers J О., 1966 Symp. GaAs, Reading, England. Inst,
of Phys. anf the Phys. Soc., London, p. 138 (1966).
Использование диодов металл — арсенид галлия в качестве смесите¬
лей.
1024. Padovani F. A., Journ. Appl. Phys., 37, 921 (1966).
Графическое определение высоты барьера и избыточной темпера¬
туры барьера Шоттки.
1025. Padovani F. A., Journ. Appl. Phys., 38, 891 (1967).
Прямые ветви вольтамперных характеристик барьеров Шоттки ме¬
талл—-кремний.
1026. Padovani F. А^ Solid-State Electron., 11, 193 (1968).
Термоэлектронная^эмиссия в барьерах Шоттки Au—GaAs.
1027. Padovani F. A., Stratton R., Solid-State Electron., 9, 695 (1966).
Полевая и термоэлектронно-полевая эмиссия в барьерах Шоттки.
1028. Padovani F. A., Stratton R., Phys. Rev. Lett., 16, 1202 (1966).
Экспериментальное определение соотношения между энергией и
квазиимпульсом при помощи барьеров Шоттки.
1029. Padovani F. A., Stratton R., Appl. Phys. Lett., 13, 167 (1968).
Точность ВКБ-приближения при расчете туннелирования в перехо¬
дах металл — полупроводник.
1030. Padovani F. A., Sumner G. О., Journ. Appl. Phys., 36, 3744 (1965).
Экспериментальное исследование барьеров Шоттки: золото — арсе¬
нид галлия.
1031. Page D. J., IEEE Trans. Electron Devices, ED-12, 509 (1965).
Гетеропереходный транзистор CdS—Si.
1032. Page D. J., Proc. IEEE, 56, 1748 (1968).
Сложный резонатор иэ сульфида кадмия и кремния.
1033. Page D. Kayali A. A., Wright G. Т., Proc. Phys. Soc. (London), 80,
1133 (1962).
Некоторые наблюдения тока, ограниченного пространственным за¬
рядом, в кристаллах CdS.
1034. Pakswer S., Pratinidlii К., Journ. Appl. Phys., 34, 711 (1963).
Отрицательное сопротивление тонких пленок окисла, полученных
анодированием.
1035. Palmer D. R., Morrison S. R., Dauenbaugh С. E., Phys. Chem. Solids, 14,
27 (1960).
Электрические свойства германиевых поверхностей, полученных ска¬
лыванием.
1036. Palmer D. R., Morrison S. R., Dauenbaugh С. E., Phys. Rev., 129, 608
(1962).
Плотность и энергия поверхностных состояний на поверхностях гер¬
мания, полученных скалыванием.
1037. Pamplin P. R., Proc. Int Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 1, 327, 1970. Hung. Acad Sciences, Budapest,
Hungary.
Соединения AnBivCv2 и AiBmCivDv2.
1038. Panish M. S., Journ. Electrochem Soc., 113, 1226 (1966).
Тройная система Ga—As—Si.
1039. Panish М. V., Casey H. C., Jr., Journ. Appl. Phys., 40, 163 (1969),
396
БИБЛИОГРАФИЯ
Температурная зависимость ширины запрещенной зоны в GaAs и
GaP.
1040. Panish М. В., Hayashi /., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero¬
junctions Layer Structures, Budapest; 2, 419, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Инжекционные лазеры с низким порогом на основе р— «-гетеро¬
перехода и р — р-гетероперехода между GaAs и AliGai_*As.
1041. Panish М. S., Sumski S., Phys. Chem. Solids, 30, 129 (1969).
Фазовая диаграмма, термодинамические и оптические свойства си¬
стемы Ga—Al—Si. —
1042. Panish М. В., Sumski S., Journ. Appl. Phys., 41, 3195 (1970).
Исследование фазовой диаграммы системы Ga—As—Si и электри¬
ческих свойств кристаллов GaAs, выращенных из раствора и легирован¬
ных кремнием.
1043. Panish М. В., Queisser Н. ]., Derick L., Sumski S., Solid-State Electron.,
9, 311 (1966).
Фотолюминесценция и выращивание из раствора арсенида галлия.
1044. Panish М. В., Hayashi /., Sumski S., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-5, 210 (1969).
Технология получения диодных лазерных структур на GaAs с низ¬
кими пороговыми токами при комнатной температуре.
3045. Panish М. В., Hayashi /., Sumski S., Appl. Phys. Lett., 16, 326 (1970).
Инжекционные лазеры с двумя гетеропереходами с пороговыми то¬
ками при комнатной температуре 2300 А см'2.
1046. Paota С. R., Solid-State Electron., 13, 1189 (1970).
Металлические контакты для арсенида галлия.
1047. Paola С. R., Knight S., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 134th Nat.
Meeting, Montreal, Fall 1968, Abstract No. 497 (1968).
Омические контакты для устройств из GaAs, использующих объем¬
ные свойства.
1048. Paoli Т. L., Ripper J. £., Phys. Rev. Lett., 22, 1085 (1969).
Пульсирование связанных продольных мод в полупроводниковых
лазерах
1049. Paoli Т. L., Ripper 1. Е., Appl. Phys. Lett., 15, 105 (1969).
Оптические импульсы от лазеров на GaAs, работающих в непрерыв¬
ном режиме.
1050. Paoli Т. L, Ripper 1. Е., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 335
(1970).
Стабилизация частоты и сужение оптических импульсов от лазеров
на GaAs, работающих в непрерывном режиме.
1051. Paoli Т. L., Ripper J. Е., Appl. Phys. Lett., 16, 96 (1970).
Самостабилизация и сужение оптических импульсов от лазеров на
GaAs при помощи обратной связи по ипжекционному току.
1052. Paoli Т. L., Ripper J. Е., Zachos Т. Н., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-5, 271 (1969).
Резонансные моды инжекционных лазеров на арсениде галлия.
II. Высокие уровни инжекции.
1053. Papazian S. A., Reisman A., Journ. Electrochem. Soc., 115, 961 (1968).
Эпитаксиальное нанесение германия на полуизолирующий GaAs.
1054. Parker G. Н., Mead С. A., Appl. Phys. Lett., 14, 21 (1969).
Влияние состояний ловушек на туннелирование в переходах ме¬
талл — полупроводник.
1055. Parker G. Н., Mead С. А., Phys. Rev., 184, 780 (1969).
Туннелирование в барьерах Шоттки на C.dTe.
1056. Parker G. Н., McGill Т. С., Mead С. A., Solid-State Electron., 11, 201
(1968).
Зависимость барьеров Шоттки на GaAs от электрического поля.
БИБЛИОГРАФИЯ
897
1057. Pataki G. H., Nemeth-Sallay М., Lorlnczy A., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 5, 151, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Простой неразрушающий метод обнаружения дефектов в полупро¬
водниковых структурах.
1058. Patel 1. R., Chaudhuri A. R., Phys. Rev., 143, 601 (1966).
Влияние заряженных примесей на деформацию бездислокационного
германия.
1059. Pauling L., The Nature of the Chemical Bond, Cornell Univ. Press, Ithaca,
New York, 1960.
1060. Paulnack C. L., Howells B. F., Jr., Electrochem. Soc. Extended Abstr.,
134 th Nat. Meeting, Montreal, Fall 1968, Abstract No. 503 (1968).
Измерения сопротивления контактов металлов с кремнием р- и
«-типа.
1061. Павелец С. Ю., Федорус Г. А., Кононец Я. Ф., ФТП, 4, вып. 2, 347
(1970).
Оптимальная толщина пленок сульфида меди в фотоэлементах
n — р CdS—Cu2-xS. \
1062. Payne R. Т., Billl. Дтег. Phys; Soc., 13, 455 (1968).
Эффекты при нулевом смещении в р — «-переходах на GaAs.
1063. Pearson G. L., Phys. Rev., 76, 459 (1949).
Электрические свойства границ зерен в Ge.
1064. Ресепу Т., Phys. Status Solidi, 6, 651 (1964).
Полупроводниковые лазеры с широкозонными эмиттерами.
1065. Pell Е. М., Journ. Appl. Phys., 28, 459 (1956).
Влияние электрического поля в диффузионной области на пробой
в германиевых р — «-переходах.
1066. Penley J. С., Phys. Rev., 128, 596 (1962).
Туннелирование через тонкие пленки с ловушками.
1067. Perlman S. S., Ph. D. Thesis, Carnegie Inst, of Technol., Pittsburgh, Penn¬
sylvania (1963).
Исследование p—«-гетеропереходов на примере структур герма¬
ний — арсенид галлия.
1068. Perlman S. S., Advan. Energy Convers., 4, 184 (1964).
Гетеропереходные фотовольтаические элементы.
1069. Perlman S. S., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 450 (1969).
Уменьшение высоты барьера в диодах Шоттки из-за электростати¬
ческого экранирования.
1070. Perlman S. S., Feucht D. L., Solid-State Electron., 7, 911 (1964).
p — «-гетеропереходы.
1071. Perlman S. S., Feucht D. L., Journ. Electron. Contr., 18, 159 (1965).
Эмиттеры на резких гетеропереходах для транзисторов.
1072. Perlman S. S., Williams R. М., IEEE Trans. Electron Devices, ED-10, 335
(1963).
Обзор экспериментальных данных, подтверждающих модель Шоттки
для эпитаксиальных р — «-гетеропереходов.
1073. Peters D. WJourn. Amer. Ceram. Soc., 48, 220 (1965).
Гетеропереход между различными фазами окиси алюминия.
1074. Peterson J. М., McKalg Н. L., DePrisco С. F., IRE Int. Conv. Rec.,
Part 6, 10, 3 (1962).
Ультразвуковая сварка в электронных устройствах.
1075. Pfann W. G., Trans. AIME, 203, 961 (1955).
Зонная плавка с температурным градиентом.
1076. Pfann W. О., Benson К. Е., Wernick J. Н., Journ. Electron., 2, 597
(1957).
Некоторые аспекты иагрева за счет эффекта Пельтье на границе
раздела между жидким и твердым германием.
398
БИБЛИОГРАФИЯ
1077. Phelan R. J., Proc. IEEE, 55, 1501 (1967).
Преобразователи инфракрасного света в видимый на основе струк¬
туры InSb—GaP.
1078. Phelan R. J., Dimmock J. 0., Appl. Phys. Lett., 10, 55 (1967).
Инфракрасный детектор на МОП-структуре на InSb.
1079. Phillips J. С., Phys. Rev., 1, B593 (1970).
Элементарные возбуждения на границе раздела металл — полупро¬
водник.
1080. Phillips J. С., Phys. Today, 23, 23 (1970).
Химическая связь и физика твердого тела.
1081. Picus G. S., DuBois D. F., Vxn Atta L. B., Appl. Phys. Lett., 12, 81
(1968).
Влияние рассеяния заряженными примесями на эффект Ганиа и
ударную ионизацию в CdTe.
1082. Pierron Е. D., Burd J. W., McNeely 1. S., Metallurgical Trans. AIME, 1,
639 (1970).
Исследование дефектов в полупроводниковых материалах.
1083. Пихтин А. Я., Попов В. А., Яськов Д. А., ФТП, 3, вып. 11, 1646
(1969).
Омические контакты к полупроводникам, полученные с помощью
лазера.
1084. Pilkuhn М. Я., Rupprecht Я., Journ. Appl. Phys., 37, 3621 (1966).
Спонтанное и вынужденное излучение диодов из GaAs с трехслой¬
ной структурой.
1085. Pilkuhn М. Я., Rupprecht Я., Journ. Appl. Phys., 38, 5 (1967).
Оптические и электрические свойства эпитаксиальных и диффузион¬
ных инжекционных лазеров на GaAs.
1086. Пинскер Т. Я., ФТП, 2, вып. 2, 247 (1968).
«Горячие» электроны в системе металл — полупроводник; диффуз¬
ное отражение от поверхности.
1087. Piper W. W., Polick S. J., Journ. Appl. Phys., 32, 1278 (1961).
Выращивание монокристаллов соединений AnZJvi из газовой фазы.
1088. Pizzarello F. A., Journ. Electrochem. Soc., 109, 226 (1962).
Получение твердых растворов GaP и GaAs при помощи реакции в
газовой фазе.
1089. Pizzarello F. A., Journ. Appl. Phys., 38, 1752 (1967).
Влияние металлических контактов на генерацию акустических коле¬
баний в тонких пленках CdS.
1090. Plaskelt Т. S., Journ. Electrochem. Soc., 116, 1722 (1969).
Синтез объемных кристаллов GaP из галлиевых растворов.
1091 Plaskett Т. S., Blum S. £., Foster L. М., Journ. Electrochem. Soc., 114,
1303 (1967).
Выращивание из раствора крупных кристаллов GaP и их свой¬
ства.
1092. Plummer A. R., Journ. Electron. Sontr., 5, 405 (1958).
Влияние термообработки на пробойные характеристики кремниевых
р — «-переходов.
1093. Pokorny J., Fremunt R., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 4, 215, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
Измерения распределения легирующей примеси в эпитаксиальных
слоях GaAs
1094. Polgar R., Mouyard A., Shiner В., IEEE Trans. Electron Devices, ED-17,
725 (1970).
Сильноточный выпрямитель на системе металл—полупроводник.
1095. Pollack S R., Journ. Appl. Phys., 34, 877 (1963)
Полевая эмиссия Шоттки через изолирующие слои.
БИБЛИОГРАФИЯ
399
1096. Рооп Н. С., Gutnmel Н. К-, Scharfetter D. L., IEEE Trans. Electron De¬
vices, ED-16, 455 (1969).
Сильная инжекция в эпитаксиальных транзисторах.
1097. Portnoy W. М., Leedy Н. М., IEEE Journ. Solid-State Circuits, SC-3, 31
(1968).
Монолитный смеситель с одним выводом.
1098. Постников В. В., Логинова Р. Г., Овсянников М. И., Кристаллография,
10, 585 (1965).
Получение эпитаксиальных слоев кремния в вакууме.
1099. Potter А. Е., Jr., Berry W. В., Brandhorst Н. W., Jr., Schalla R. L., NASA
Tech. Note TN D4333 (1968).
Влияние зеленого света на спектральные характеристики фото-
вольтаических элементов сульфид меди — сульфид кадмия.
1100. Powell С. F., Oxley J. Н., Blocher J. М., Jr. (eds.), Vapor Deposition,
Wiley, New York, 1966.
1101. Powell R. J., Journ. Appl. Phys., 41, 2424 (1970).
Определение высоты барьера на границе раздела из зависимости
фотоинжекционных токов от напряжения.
1102. Pratt G. W., Phys. Rev., 98, 1543 (1955).
Локализованные состояния на границе раздела двух кристаллов.
1103. Preston J. S.t Proc.-'RoyTliOc., Ser. A, 202, A449 (1950).
Получение и/ механизм действия выпрямляющего фотоэлемента из
селена.
1104. Price P. J., Proc. Int. Conf. Phys. Semicond., Exeter, 1962, p. 99 (1962).
Inst, of Phys. and the Phys. Soc., London.
Прохождение блоховских волн через границу раздела кристаллов.
1105. Primak W., Kampwirth R., Dayal Y., Journ. Electrochem. Soc., 114, 88
(1967).
Пероксидное травление германия.
1106. Prince М. В., Phys. Rev., 92, 681 (1953).
Дрейфовые подвижности в полупроводниках. I. Германий.
1107. Prior А. С., Phys. Chem. Solids, 12, 175 (1959).
Зависимость от поля подвижности носителей в S1 и Ge.
1108. Pritchard R. L., Electrical Characteristics of Transistors, McGraw-Hill,
New York, 1967.
1109. Pritchard Т. I., Hampshire M. J., Tomlinson R. D., Phys. Status Solidi (a),
3, 411 (1970).
Фотовольтаические свойства изотипных гетеропереходов CdSe—Ge,
1110. Purohit R. K., Phys. Status Solidi, 24, K57 (1967).
Гетеропереходы n — p GaP—GaAs.
1111. Rai-Choundhury P., Journ. Electrochem. Soc., 116, 1745 (1969).
Эпитаксиальное выращивание арсенида галлия с помощью тримети-
ла галлия и арсина.
1112. Ramachandran Т. В., Moroney W. J., Proc. IEEE, 52, 1358 (1964).
Спектральные характеристики, эффективность и быстродействие фо¬
тодиодов GaAsiPi-i—GaAs.
1113. Ramachandran Т. В., Santosuosso R. P., Solid-State Electron., 9, 733
(1966).
Получение контактов на высокоомном GaAs п-типа для генерато¬
ров Гаина.
1114. Ramachandra Т. В., Chow К К-, Moroney W. J., Olendzensky P., Journ.
Appl. Phys., 36, 2594 (1965)
Эффект фотосмешения в гетеродиоде GaAsiPi_xP—GaAs,
1115. Rappaport P., Wysocki J. J., в книге Photoelectronic Materials and De¬
vices (S. Larach, ed.), Chap. 6. Van Nostrand-Reinhold, Princeton, New
Jersey, 1965.
Фотовольтаический эффект.
400
БИБЛИОГРАФИЯ
1116. Raybold R. L., Rev. Sci. Instrum., 31, 781 1960).
Контакт и а карбиде кремния, полученный химическим осаждением.
1117. Read W. Т., Jr., Phil. Mag., 45, 775 (1954). .
Теория дислокаций в германии.
1118. Rebane К. 5. /(., Tammik A. A., Tigane I. F., Ргос. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 3, 229, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Ранние стадии эпитаксиального выращивания ZnS и ZnSe на под¬
ложках из NaCl.
1119. Rediker R. Н„ Phys. Today, 18, 42 (1965).
Полупроводниковые лазеры.
1120. Rediker R. #., Quist Т. М., Solid-State Electron., 6, 657 (1963).
Свойства сплавных диодов из GaAs.
1121. Rediker R. #., Quist Т. М., Lax S., Proc. IEEE, 51, 218 (1963).
Быстродействующие гетеропереходные фотодиоды и транзисторы со
световой связью
1122. Rediker R. Н., Stopek S., Ward J. H. R., Solid-State Electron, 7, 621
(1964).
Эпитаксиальные гетеропереходы, полученные вплавлением на гра¬
нице раздела.
1123. Rediker R. #., Stopek S., Hinkley E. D., Trans. AIME, 233, 463 (1965).
Электрические и оптические свойства гетеропереходов, полученных
вплавлением на границе раздела.
1124. Reichenbaum О., Brit. Journ. Appl. Phys., 10, 469 (1959).
Улучшение качества паяного контакта полупроводника с медью.
1125. Reisman A., Alyanakyan S. A., Journ. Electrochem. Soc., Ill, 1154 (1964).
Термодинамический анализ диспропорционирования для германия в
открытом процессе.
1126. Reisman A., Berkenblit М., Journ. Electrochem. Soc., 112, 315 (1965).
Влияние ориентации подложки и эпитаксиальное выращивание гер¬
мания в открытой системе с применением НС1 в качестве носителя.
1127. Reisman A., Berkenblit М., Journ. Electrochem. Soc., 113, 146 (1966).
Кинетика реакции HI—(111) Ge.
1128. Reisman A., Rohr R„ Journ. Electrochem. Soc., Ill, 1425 (1964).
Химическая полировка Ge и GaAs при комнатной температуре.
1129. Reisman A., Berkenblit М., Alyanakyan S. A., Journ. Electrochem. Soc.,
112, 241 (1965).
Исследования транспорта в системе Ge—Ь — инертный газ.
1130. Reiss Н., Journ. Appl. Phys., 39, 5045 (1968).
Вращение и параллельное перемещение островков при выращива¬
нии гетероэпитаксиальпых плеиок.
1131. Revesz А. О., Zaininger К. Я., RCA Rev., 29, 22 (1968).
Твердотельная система с границей раздела Si—Si02.
1132. Reynolds J. H., Trans. AIME, 239, 326 (1967).
Детектор на системе полупроводник — металл — полупроводник.
1133. Riben A. R., Ph. D. Thesis, Carnegie Inst, of Technol., Pittsburgh, Penn¬
sylvania, 1965.
Гетеропереходы п-Ge—p-GaAs.
1134. Riben A. R., Feucht D. L., IEEE Trans. Electron Devices, ED-11, 534
(1964).
Туннелирование в невырожденных гетеропереходах Ge—GaAs.
1135. Riben A. R., Feucht D. L., Int. Journ. Electron., 20, 583 (1966).
Электрический перенос в гетеропереходах «-Ge — р-GaAs.
1136. Riben A. R., Feucht D. L., Solid-State Electron., 9, 1055 (1966).
Гетеропереходы n-Ge—p-GaAs.
1137. Riben A. R., Oldham W, G., Feucht D, L., Journ. Appl, Phys., 36, 3685
(1965).
БИБЛИОГРАФИЯ
401
Контроль сопротивления Ge при выращивании методом диспропор-
ционирования Geb.
1138. Riben A. R., Feucht В. £., Oldham W. О., Journ. Electrochem. Soc., 113,
245 (1966).
Получение гетеропереходов Ge—Si и Ge—GaAs.
1139. Ribenyi A., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 5, 349, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hun¬
gary.
Диод Шоттки в системе TTL.
1140. Richards J. L., Hart P. B., Gallone L. М., Journ. Appl. Phys., 34, 3418
(1963).
Эпитаксиальное выращивание полупроводниковых соединений мето¬
дом быстрого (дискретного) испарения.
1141. Richardson J. R., Baertsch R. D., Solid-State Electron., 12, 393 (1969).
Детекторы ультрафиолетового излучения с барьером Шоттки иа
сульфиде цинка.
1142. Richman D., Journ. Electrochem. Soc., 115, 945 (1968).
Выращивание A1P из газовой фазы и его свойства.
1143. Richman D., Arlett R. Н., в книге Semiconductor Silicon (R. R. Habrecht
and E. L. Kern, eds.), p. 200. Electrochem. Soc., New York, 1969.
Получение из силана при низкой температуре гомоэпитаксиальиого
кремния и его свойства.
1144. Richman D., Arlett R. Н., Journ. Electrochem. Soc., 116, 872 (1969).
Низкотемпературное эпитаксиальное выращивание монокристаллов
кремния из силана.
1145. Richman D., Nuese С. J., Techn. Conf. Electron. Magnetic Mater. Compu¬
ters, August 1970. Metallurgical Soc., AIMMPE (1970).
Получение и свойства сплавов In*Gai_iP.
1146. Richman D., Chiang K. S., Robinson P. H., RCA Rev., 31, 613
(1970).
Низкотемпературное гомоэпитаксиальное выращивание кремния.
1147. Rideout V. £., Crowell С. R„ Appl. Phys. Lett., 10, 329 (1967).
Чувствительность к давлению диодов с барьерами Шоттки на осно¬
ве золота—танталата натрия.
1148. Riley Т. J., Ph. D. Thesis, Univ. of Birmingham, United Kingdom,
1966.
Гетеропереходный триод.
1149. Rindner W., Lavine J. М., Solid-State Electron., 5, 85 (1962).
Новая технология полупроводниковых устройств.
1150. Ripper J. £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 391 (1969).
Временные задержки и модулирование добротности в лазерах с пе¬
реходами. 1. Теория.
1151. Ripper J. Е., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 129 (1970).
Анализ частотной модуляции лазеров с переходами ультразвуковы¬
ми волнами.
1152. Ripper J. £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 372 (1970).
Замечания no поводу надежности инжекционных лазеров на GaAs
с полосковой геометрией.
1153. Ripper J. £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 276 (1970),
Полупроводниковые лазеры — два года спустя.
1154. Ripper J. £., Dyment J. С., Appl. Phys. Lett., 12, 365 (1968).
Внутренняя модуляция добротности в инжекционных лазерах на
GaAs.
1155. Ripper J. £., Dyment J. С., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 396
(1969).
Временные задержки и модуляция добротности в инжекционных ла¬
зерах. II. Расчеты на ЭВМ и сравнение с экспериментом.
14 Зак. 285
402
БИБЛИОГРАФИЯ
1156. Ripper J. E., Paoli T. L., Appl. Phys. Lett., 15, 203 (1969),
Затягивание частоты и модуляция положения импульса инжекциои-
ных лазеров на GaAs.
1157. Ripper J. Е„ Paoli Т. L„ Proc. IEEE, 58, 178 (1970).
Работа инжекционных лазеров непрерывного действия с двумя
устойчивыми положениями за счет насыщающих центров погло¬
щения.
1158. Ripper J. Е., Paoli Т. L., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 326
(1970).
Синхронизация спонтанно пульсирующих инжекционных лазеров
непрерывного действия на GaAs путем модуляции тока дольными ча¬
стотами.
1159. Ripper ]. Е., Paoli Т. L., Appl. Phys. Lett., 17, 371 (1970).
Оптическая связь расположенных рядом инжекционных лазеров с
полосковой геометрией.
1160. Ripper 1. Е., Paoli Т. L., Dyment J. С., IEEE Journ. Quantum Electron.,
QE-6, 300 (1970).
Характеристики инжекционных лазеров на GaAs с двумя устойчи¬
выми положениями, работающих выше переходной температуры за¬
держки.
1161. Riviere J. С., Appl. Phys. Lett., 8, 172 (1966).
Работа выхода золота.
1162. Roberts G. /., Crowell С. R., Bull. Amer. Phys. Soc., 13, 455 (1968);
Journ. Appl. Phys., 40, 3726 (1968).
Влияние состояний на поверхности и границе раздела на соотноше¬
ние между емкостью и напряжением в барьерах Шоттки.
1163. Roberts G. /., Crowell С. R., Journ. Appl. Phys., 41, 1767 (1970).
«Емкостная спектроскопия» энергетических уровней глубоких приме¬
сей в полупроводниках с применением барьеров Шоттки.
1164. Robinson Р. Н., RCA Rev., 24, 574 (1963).
Перенос арсенида галлия в системе «сандвича».
1165. Robinson R. 1., Кип Z. К., Appl. Phys. Lett., 15, 371 (1969).
Излучающие видимый свет диоды иа основе систем (AijBvi) —
(AinBv).
1166. Rodriguez V., Nicolet M. A., Journ. Appl. Phys., 40, 496 (1969).
Дрейфовая скорость электронов в кремнии в сильных электриче¬
ских полях в температурном интервале от 4,2 до 300 К.
1167. Rollet J. М., Journ. Electron. Contr., 7, 193 (1959).
Характеристические частоты дрейфового транзистора.
1168. Rose A., Phys. Rev., 97, 1538 (1955).
Токи, ограниченные пространственным зарядом, в твердых
телах.
1169. Ross В., Electrochem. Soc. Extended Abstr,, 137th Nat. Meeting, Los An¬
geles, Spring 1970, p. 215 (1970).
Свойства лазеров на InAsi-iPx.
1170. Rosztoczy F. E., Stein W. W., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond,
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 333, 1970. Hung. Acad,
Sciences, Budapest, Hungary.
Получение полупроводниковых гетеропереходов методом жидкост¬
ной эпитаксии.
1171. Rosztoczy F. Е., Ermanis F., Hayashi /., Schwartz В., Bull. Amer. Phys,
Soc., 13, 375 (1968).
Арсенид галлия, легированный германием.
1172. Roth Н., Bernard W„ Zeldes P., Schmid A. P., Journ. Appl. Phys., 34, 669
(1963).
Отжиг радиационных дефектов в туннельных диодах под действием
напряжения.
БИБЛИОГРАФИЯ
403
1173. Rubenstein М., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat. Meeting,
Los Angeles, Spring 1970, p. 129 (1970).
Растворимости фосфида галлия в металлических растворителях.
1174. Rubenstein М., Journ. Electrochem. Soc., 113, 752 (1966).
Растворимости арсенида галлия в металлических растворителях.
1175. Rubenstein М., Journ. Electrochem. Soc., 113, 623 (1966).
Растворимости некоторых соединений AuBvi в висмуте.
1176. Rubenstein М., Journ. Crystal Growth, 3, 4, 309 (1968).
Выращивание некоторых соединений АцВчi из раствора с приме¬
нением олова в качестве растворителя.
1177. Rubenstein М., Trans. AIME, 245, 457 (1969).
Растворимости ликвидуса для CdS в металлическом растворителе.
1178. Rubenstein М., Amer. Comm. Cryst, Growth, Conf. Cryst. Growth, Gai¬
thersburg, August 1969.
Часть фазовой диаграммы ликвидуса для системы Zn—S.
1179. Rubenstein М., Ryan F. М., в книге II—VI Semiconducting Compounds
(D. G. Thomas, ed.), p. 402. Benjamin, New York, 1967.
Выращивание CdS из металлического раствора.
1180. Рубинова Е. Е., Новиков С. Р., Коноплева Р. С., ФТП, 3, вып. 10, 1549
(1969).
Колебания фототока в германии с радиационными дефектами.
1181. Ruehrwein R. A., U. S. Patent 3224912 (1965).
Использование галогеноводорода и водорода в качестве газов-
носителей в отдельных каналах при осаждении соединений AuBvi из
газовой фазы.
1182. Runyan W. R., в книге Semiconductor Silicon (R. R. Habrecht and
E. L. Kern, eds.). Electrochem. Soc., New York, 1969.
Состояние работ no эпитаксиальному выращиванию кремния.
1183. Runyan W. R., Alexander E. G., IEEE Trans. Electron Devices, ED-14,
3 (1967).
Экспериментальное исследование кремниевых солнечных элементов
с дрейфовым полем.
1184. Rupprecht Н., Woodall J. М., Pettit G. D., Appl. Phys. Lett., 11, 81
(1967). <
Эффективная видимая электролюминесценция (при 300 К) из р — п-
переходов Gai-jAUAs, выращенных методом жидкостной эпитаксии.
1185. Rusch W. V. Т., Burrus С. A., Solid-Sta^Electron., 11, 517 (1968).
Планарные диоды — преобразователи Кця миллиметрового диапазо¬
на с барьерами Шоттки на основе эпитаксиального кремния.
1186. Russell G. ]., Ip Н. /С, Напетап D., Journ. Appl. Phys., 37, 3328
(1966). I
Термическое разложение поверхностей соединений ЛщВу в вакууме.
1187. Ruth R. P., Marinace J. С., Dunlap W. С., Jr., Journ. Appl. Phys., 31, 995
(1960).
Монокристаллы германия, полученные осаждением из газовой фазы.
1188. Rutz R. F., Proc. IEEE, 51, 470 (1963).
Транзистороподобное устройство с применением оптической связи
между диффузионными р — «-переходами в GaAs.
1189. Rutz R F„ U. S. Patent 3278814 (1966).
Полупроводниковое устройство с высоким усилением.
1190. Rybka V., Krejci P., Dudrovx E., Sevcik Z., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 3, 239, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Свойства германиевых пленок, полученных на полуизолирующих
подложках методом плазменного распыления.
1191. Ryder Е. J., Phys. Rev., 90, 766 (1953).
Подвижности дырок и электронов в сильных электрических полях.
14*
404
БИБЛИОГРАФИЯ
1192. Ryu Takahashi K-, Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 850 (1965),
Получение гетеропереходов Ge—GaAs методом испарения в вакууме.
1193. Sagar A., Poliak М., Lehmann W., Phys. Rev., 174, 859 (1968).
Пьезосопротивление и пьезоэффекты Холла в п-ZnSe.
1194. Sagar A., Lehmann W., Faust J. W., Jr., Journ. Appl. Phys., 39, 5336
(1968).
Травители для ZnSe.
1195. Sah С. T„ Phys. Rev., 123, 1594 (1961).
Электронные процессы и избыточный ток в тонких кремниевых пе¬
реходах, легированных золотом.
1196. Sah С. Т., Reddi V. G. К., IEEE Trans. Electron Devices, ED-11, 345
(1964).
Частотная зависимость емкости при обратном смещении кремниевых
ступенчатых р*— «-переходов, легированных золотом.
1197. Sah С. Т., Noyce R. N., Shockley W„ Proc. IRE, 45, 1228 (1957).
Генерация и рекомбинация носителей в р — «-переходах и характе¬
ристики р — «-переходов.
1198. Sahai R., Milnes А. д., Solid-State Electron., 13, 1289 (1970).
Расчеты гетеропереходных солнечных элементов.
1199. Sakai У., Takahashi К., Jap. Journ. Appl. Phys., 2, 629 (1963).
Получение тонких пленок германия осаждением в вакууме и их
свойства.
1200. Сальков Е. А., ФТТ, 7, вып. 1, 289 (1965).
О некоторых свойствах p-(SiC) —«-(CdS)-перехода.
1201. Salow Н., Grobe Е., Zs. Angew. Phys., 25, 137 (1968).
Омический контакт для элементов Ганна.
1202. Sattich /., Journ. Electrochem. Soc., 115, 323c (1968).
Исследование зависимости барьеров Шоттки на кремнии «-типа от
концентрации легирующей примеси.
1203. Saltich в книге Ohmic Contacts to Semiconductors (В. Schwartz, ed.).
Electrochem. Soc., New York, 1969.
Исследование зависимости высоты барьеров Шоттки на кремнии
n-тнпа от концентрации легирующей прнмеси.
1204. Saltich J. L., Terry L. Е., Proc. IEEE, 58, 492 (1970).
Влияние обработок до и после отжига на кремниевые диоды с
барьерами Шоттки.
1205. Sanders Т. ]., Ph. D. Thesis, Purdue Univ., Lafayette, Indiana, 1969.
Спектральная зависимость фотовольтаического эффекта эпитаксиаль¬
но выращенных гетеропереходов кремний — германий с плавным изме¬
нением ширины запрещенной зоны.
1206. San-Mei К., Journ. Electrochem. Soc., 110, 991 (1963).
Выращивание из газовой фазы сплавов GaAs — GaP и их свойства.
1207. Сараньевич И. Р., Стрича В. И., Шека Д. И., Abstr. Int. Conf. Phys.
Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; p. 70, 1970.
Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Влияние различия в эффективных массах на перенос заряженного
носителя через гетеропереходы.
1208. Saul R. Н., Journ. Electrochem. Soc., 115, 1184 (1968).
Дефектная структура кристаллов GaP, выращенных из растворов
в галлии, а также методом газовой или жидкостной эпитаксии.
1209. Saul R. Н., Journ. Appl. Phys., 40, 3273 (1969).
Влияние переходов зоны GaAsxPi_x на совершенство кристаллов
GaP, выращенных осаждением на подложки из GaAs.
1210. Saul R. Н., Hackett W. H., Jr., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th
Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 220 (1970).
Распределение примесей цинка и кислорода в слоях GaP, получен¬
ных методом жидкостной эпитаксии.
БИБЛИОГРАФИЯ
405
1211. Saul R. Я., Armstrong J., Hackett W. H., Jr., Appl. Phys. Lett., 15, 229
(1969).
Изготовление электролюминесцентных диодов из GaP, излучающих
красный свет, с внешней квантовой эффективностью 7%.
1212. Sawyer D. Е., Appl. Phys. Lett., 13, 392 (1968).
Фоточувствительные диоды Шоттки на титанате бария.
1213. Saxena A. N., Surface Sci., 13, 151 (1969).
Прямые ветви вольтамперных характеристик барьеров Шоттки на
кремнии д-типа.
1214. Saxena A. N., Appl. Phys. Lett., 14, 11 (1969).
Прямые ветви вольтамперных характеристик и максимум дифферен¬
циального сопротивления барьера Шоттки на сильно легированном
кремнии.
1215. Schafer Н., Zs. Anorg. Allgem. Chem., 274, 265 (1953).
Получение хлоридов кремния большего молекулярного веса.
1216. Schafer Я., Nlckl J., Zs. Anorg. Allgem. Chem., 275, 250 (1953).
Равновесие в реакции Si + SiCU ч=*= 2SiCh и термохимические свой¬
ства газа SiCh.
1217. Schafer Я., Jacob Я., Etzel К., Zs. Anorg. Allgem. Chem., 286, 27
(1956).
I. Перенос твердых тел прн наличии температурного градиента с
помощью гетерогенного равновесия.
1218. Schafft Я. A., Proc. IEEE, 55, 1272 (1967).
Вторичный пробой. Обзор.
1219. Scharfetter D. L., Solid-State Electron., 8, 299 (1965).
Инжекция неосновных носителей и запасение заряда в эпитаксиаль¬
ных диодах с барьерами Шоттки.
1220. Scheer J. J., Philips Res. Rep., 15,,584 (1960).
Некоторые предварительные эксперименты, касающиеся влияния
изгиба зон на фотоэлектронную эмиссию.
1221. Scheer J. J., van Laar J., Ph^s. Lett., 3, 246 (1963).
Фотоэмиссия с поверхности полупроводников.
1222. Scheer J. J., van Laar J., Solid-State Commun., 3, 189 (1965).
Новый тип фотоэмиттера: GaAs—Cs.
1223. Schibli E., Ph. D. Thesi§/Carnegie Inst, of Technol., Pittsburgh, Penn¬
sylvania, 1967.
Глубокие примеси в кремнии.
1224. Schibli Е., Milnes A. G., Mater. Sci. Eng., 2, 229 (1967/1968).
Исследования времени жизни носителей и сечений захвата глубо¬
кими примесями в кремнии.
1225. Schibli Е., Milnes A. G.. Solid-State Electron., 11, 323 (1968).
Влияние глубоких примесей на емкость д+р-перехода при обратном
смещении и малых сигналах.
1226. Schlegel Е. S., IEEE Trans. Electron Devices, ED-14, 728 (1967).
Библиография работ по исследованию системы металл — изолятор —
полупроводник.
1227. Schlegel Е. S., IEEE Trans. Electron Devices, ED-15, 951 (1968).
Дополнение к библиографии работ по исследованию системы ме¬
талл — изолятор — полупроводник.
1228. Schmidlin F. W., Roberts G. G., Lakatos A. /., Appl. Phys. Lett., 13, 353
(1968).
Токи, ограниченные сопротивлением, в твердых телах с запираю¬
щими контактами.
1229. Schmidt R„ U. S. Patent 3239376 (1962).
Электроды к полупроводниковым пластинам.
1230. Schmidt R., U. S. Patent 3231421 (1962),
Полупроводниковый контакт.
406
БИБЛИОГРАФИЯ
1231. Schmidt R„ Wernick J. H., U. S. Patent 3402308 (1966).
Контакты алюминий—золото для германия и кремния.
1232. Schmidt W. A., Journ. Electrochem. Soc., 113, 860 (1966).
Омические контакты с GaAs, полученные методом испарения.
1233. Schneider М. V., Bell Syst. Techn. J., 45, 1611 (1966).
Фотодиоды с барьером Шоттки, снабженные просветляющим по¬
крытием.
1234. Scholten Р. С., Solid-State Electron., 9, 1142 (1966),
Индиевые контакты на CdS.
1235. Schulze R. G., Journ. Appl. Phys., 37, 4295 (1966).
Некоторые характеристики эпитаксиального выращивания GaAs
на Ge.
1236. Schwartz В., Sarace J. С., Solid-State Electron., 9, 859 (1966).
Низкотемпературные вплавные контакты на арсенид галлия, полу¬
ченные с помощью флюсов на основе галогенидов металлов.
1237. Schwartz R. F„ Spratt J. P., Proc. IRE, 50, 467 (1962).
Туннельное эмиссионное устройство.
1238. Scott-Monck J. A., Learn A. J., Proc. IEEE, 56, 68 (1968).
Выпрямляющие контакты под слоем CdS, полученным методом ис¬
парения.
1239. Searle С. L., Boothroyd A. R., Angelo Е. ]., Gray Р. Е., Pederson D. О.,
Elementary Circuit Properties of Transistors (Semiconductor Electronic
Education Committee), Vol. 3. Wiley, New York, 1964.
1240. Sedgwick Т. O., Agule B. J., Journ. Electrochem. Soc., 113, 54
(1966).
Определение равновесия в системе ZnSe—Ь с помощью датчика
Бурдона.
1241. Seidel Т., Scharfetter D., Phys. Chem. Solidi, 28, 2563 (1967).
Зависимость скорости дырок в p-Si от электрического поля н кон¬
центрации дырок.
1242. Seki Н., Kinoshita М., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 1142 (1968).
Эпитаксиальное выращивание 1пР на GaAs в открытой си¬
стеме.
1243. Seki Н., Moriyama К., Matumoto S., Uramoto М., Jap. Journ. Appl. Phys.,
6, 785 (1967).
Термодинамическое исследование скорости эпитаксиального выра¬
щивания GaAs в системе GaAs/AsCb/hh.
1244. Seki Н., Moriyama К., Asakawa /., Horie S., Jap. Journ. Appl. Phys., 7,
1324 (1968).
Термодинамическое исследование переноса и эпитаксиального вы¬
ращивания GaAs в открытой системе.
1245. Selle В., Krispin P., Maege ]., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 2, 247, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Электрические и фотоэлектрические свойства гетеропереходов р — п
CuxS—CdS.
1246. Sello Н., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 134th Nat. Meeting, Mon¬
treal, Fall 1968, Abstract No. 509 (1968).
Омические контакты и интегральные схемы.
1247. Sello Н., в книге Ohmic Contakcts to Semiconductors (В. Schwartz, ed.),
Electrochem. Soc., New York, 1969.
Омические контакты и интегральные схемы.
1248 Семилетов С. А., Агаларзаде П. С., Кристаллография, 8, вып. 6, 820
(1963).
Получение тонких пленок InSb методом испарения в вакууме.
1249. Senechal R. R., Basinski J., Journ. Appl. Phys., 39, 4581 (1968),
Емкостные измерения иа барьерах Шоттки Au—GaAs,
Библиография
407
1250. Seraphin В. О., Bennett Я. Е., в книге Semiconductors and Semimetals
(R. К. Willardson and A. C. Beer, eds.), Vol. 3, Chap. 12, Academic Press,
New York, 1967.
Оптические контакты.
1251. Serdyuk V., Bube R. Я., Journ. Appl. Phys., 38, 2399 (1967).
Контактный механизм максимума темновой проводимости в CdS.
1252. Serizawa Я., Eguchi О., Tsujimoto У., Fukai М., Journ. Appl. Phys., 41,
5032 (1970).
Исследования границы раздела гетеропереходов ZnSe—ZnTe.
1253. Serreze Я., Fischer S., Sawyer D., Journ. Appl. Phys., 39, 5330
(1968).
Гетеропереход GaSb—ZnTe.
1254. Shao J., Wright G. Т., Solid-State Electron., 3, 291 (1961).
Высокочастотные характеристики диэлектрического диода с ограни¬
чением пространственным зарядом.
1255. Шарапов Б. Я., ФТП, 4, вып. 6, 1121 (1970).
Пороговые токи инжекционных лазеров с одним и двумя гетеро¬
переходами.
1256. Sharpless W М., U. S. Patent 2995475 (1958).
Изготовление полупроводниковых устройств.
1257. Sharpless W. М., Bell Syst. Tech J., 38, 259 (1959).
Высокочастотные выпрямители на точечных контактах с арсенидом
галлия.
1258. Шашков Ю. М., Металлургия полупроводников, Металлургиздат, М.,
1960.
1259. Shaw D. W., Journ. Electrochem. Soc., 115, 405 (1968).
Влияние температуры подложки на скорость эпитаксиального оса¬
ждения арсенида галлия.
1260. Sheftal N. N. (ed.),, Growth of Crystals, Vol. 8. Plenum Press, New York,
1969. (.
1261. Shepherd F. D„ Jr.,]U. S. Patent 3317801 (1967).
Транзистор с туннелированием.
1262. Shewchun J., Phys/Rev., 141, 775 (1966).
Фононная сректроскопия туннельных гетеропереходов Ge—Si.
1263. Shewchun J., Wei L. Y., Journ. Electrochem. Soc., Ill, 1145 (1964).
Сплавные гетеропереходы германий — кремний.
1264. Shier J. S., Journ. Appl. Phys., 41, 771 (1970).
Омические контакты на карбиде кремния.
1265. Shih К. К., Journ. Electrochem. Soc., 117, 387 (1970).
Эпитаксиальное выращивание GaAsiPi-j из жидкой фазы.
1266. Shih К. К., Pettit G. D., Lorenz М. R., Journ. Appl. Phys., 39, 1557
(1968).
Электролюминесценция p — «-переходов в GaP, легированном гер¬
манием.
1267. Shinoda D., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 134th Nat. Meeting, Mon¬
treal, Fall 1968, Abstract 502 (1968).
Получение омических контактов на кремнии с помощью силицидов
металлов.
1268 Shinoda D., в книге Ohmic Contakcts to Semiconductors (В. Schwartz,
ed.). Electrochem. Soc., New York, 1969.
Получение омических контактов на кремнии с помощью силицидов
металлов.
1269. Shirafuji /., Nakayama М., Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 801 (1964).
Сплавной переход GaAs—Ge.
1270. Shockley W., Phys. Rev., 56, 317 (1939).
О поверхностных состояниях, связанных с периодическим потенцна*
лом.
408
БИБЛИОГРАФИЯ
1271. Shockley W., Electrons and Holes in Semiconductors, Van Nostrand-Rein-
hold, Princeton, New Jersey, 1950. (См. перевод: В. Шокли, Теория элек¬
тронных полупроводников, ИЛ, 1953.)
1272. Shockley W., U. S. Patent 2569347 (1951).
Элемент схемы, использующий полупроводниковый материал.
1273. Shockley W., Phys. Rev., 91, 228 (1953).
Дислокации и краевые состояния в кристаллической структуре ал¬
маза.
1274. Shockley W., Prim R. С., Phys. Rev., 90, 753 (1953).
Эмиссия в полупроводниках, ограниченная пространственным за¬
рядом.
1275. Shockley W., Read W. Т., Jr., Phys. Rev., 87, 835 (1952).
Статистика рекомбинации дырок и электронов.
1276. Shulman R. G., McMahon М. Е., Journ. Appl. Phys., 24, 1257 (1953).
Ток восстановления в германиевых диодах с р — «-переходами.
1277. Shumka A., Journ. Appl. Phys., 40, 438 (1969).
Германиевый твердотельный триод.
1278. Sigmund #., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 435, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Туннелирование с участием фотонов в гетеропереходах Ge—GaAs.
1279. Sihvonen Y. Т., Boyd D. R., Journ. Appl. Phys., 29, 1143 (1958).
Омические зондовые контакты к кристаллам CdS.
1280. Sihvonen Y. Т., Boyd D. R., Rev. Sci. Instrum., 31, 992 (1960).
Прозрачные индиевые контакты на CdS.
1281. Simmons J. G., Journ. Appl. Phys., 34, 2581 (1963).
Электрический туннельный эффект между разнородными электро¬
дами, разделенными тонкой изолирующей пленкой.
1282. Simmons J. G., Journ. Appl. Phys., 34, 1793 (1963).
Обобщенная формула электрического туннельного эффекта между
одинаковыми электродами, разделенными тонкой изолирующей пленкой.
1283. Simmons J. G., Trans. AIMS, 233, 485 (1965).
Электрический туннельный эффект н его применение для определе¬
ния свойств поверхностных окислов.
1284. Simmons J. G., Phys. Rev., 155, 657 (1967).
Эффект Пула — Френкеля и эффект Шоттки в системах металл —
изолятор — металл.
1285. Simon R. Е., Spicer W. Е., Phys. Rev., 119, 621 (1960).
Фотоэмиссия из Si, индуцированная внутренним электрическим по¬
лем.
1286. Simon R. Е., Williams В. F., IEEE Trans. Nucl. Sci., NS-15, 167 (1968).
Вторичная электронная эмиссия.
1287. Simon R. E., Sommer A. H., Tietjen J. J., Williams B. F., Appl. Phys.
Lett., 13, 355 (1968).
Новый диод с большим коэффициентом усиления для фотоумножи¬
телей.
1288 Simon R. Е., Sommer А. Н., Tietjen J. J., Williams В. F., Appl. Phys. Lett.,
15, 43 (1969).
GaAsi-xPx — новый фотоэмиссионный материал с высоким кванто¬
вым выходом для видимого спектра.
1289. Simpson J., Armstrong Н. L., Journ. Appl. Phys., 24, 25 (1953).
Германиевые выпрямители с высоким обратным напряжением.
1290. Singh Н. P., Dayal В., Phys. Status Solidi, 23, К.93 (1967).
Определение термического расширения ZnSe с помощью рентгенов¬
ских лучей.
1291. Sirtl Е., Journ. Electrochem. Soc., 116, 148с (1969).
Термодинамика процесса осаждения кремния из газовой фазы.
БИБЛИОГРАФИЯ
409
1292. Sieger К-, Ph. D. Thesis, Carnegie Mellon Univ., 1971.
Гетеропереходные транзисторы ZnSe—GaAs.
1293. Sieger K., Milnes A. G., Feucht D. L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semi¬
cond. Heterojuntions Layer Structures, Budapest; 1, 73, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Гетеропереходные транзисторы ZnSe—GaAs и ZnSe—Ge.
1294. Smith B. L., Journ. Appl. Phys., 40, 4675 (1969).
Почти идеальные диоды с барьерами Шоттки Au—GaP.
1295. Smith R. A., Semiconductors, Cambridge Univ. Press, London and New
York, 1959. (См. перевод: P. Смит, Полупроводники, ИЛ, 1962.)
1296. Smith R. A., Wave Mechanics of Crystalline Solids, Chapman and Hall.
London, 1961.
1297. Smith R. T. J., Solid-State Commun., 7, 1757 (1969).
Донор в ZnSe, связанный с собственным дефектом — данные элек¬
трических измерений при высоких температурах.
1298. Smith R. W., Phys. Rev., 97, 1525 (1955).
Свойства омических контактов на монокристаллах сульфида кадмия.
1299. Smith R. W., Can. Journ. Phys., 33, 724 (1955).
Математический анализ перераспределения в растворе в процессе
затвердевания.
1300. Соколова Э. Б., ФТП, 3, вып. 10, 1512 (1969).
Каскадный захват носителей линейной дислокацией.
1301. Sommer А. Н., Photoemissive Materials, Wiley, New York, 1968.
1302. Sommer A. H., Spicer W. E., в книге Photoelectronic Materials and Devi¬
ces (S. Larach, ed.), Chap. 4. Van Nostrand-Reinhold, Princeton, New
Jersey, 1965.
Фотоэлектронная эмиссия.
1303. Sommer A. H., Whitaker H. H., Williams B. F., Appl. Phys. Lett., 17, 273
(1970).
Толщина пленок Cs и Cs—О на фотокатодах GaAs(Cs) и
GaAs(Cs—О).
1304. Sommers Н. S., Jr., U. S. Patent 2961475 (1960).
Твердотельный вентиль для заряженных носителей.
1305. Sonnenberg Н., Appl. Phys. Lett., 14, 289 (1969).
Поверхности с низкой работой выхода для фотоэмиттеров с отрица¬
тельной энергией электронного сродства.
1306. Sonnenberg И., Journ. Appl. Phys., 40, 3411 (1969).
Влияние концентрации акцепторов на фотоэмиссию с р-GaAs—Cs и
р-GaAs—Cs20.
1307. Sonnenberg Н., Appl. Phys. Lett., 16, 245 (1970).
InAsP—Cs20 — высокоэффективный инфракрасный фотокатод.
1308. Sorensen FI. О., IEEE Trans. Microwave Theory Tech., 14, 588 (1966).
Количественное сравнение твердотельных микроволновых детекто¬
ров.
1309. Sosnowski L., Phys. Chem. Solids, 8, 142 (1959).
Электронные процессы на границах зерен.
1310. Sosnowski L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 4, 29, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Теория высоких фото-э. д. с. в полупроводниковых пленках.
1311. Spence W., Guiterrez W. A., Wilson Н. L., Proc. IEEE, 54, 294 (1966).
Тонкопленочный выпрямитель на системе CdS—ZnS для работы
при температуре до 500° С.
1312. Spenke Е., Electronic Semiconductors, McGraw-Hill., New York, 1958.
1313. Spitzer W. G., Fan H. Y„ Phys. Rev., 106, 882 (1957).
Определение оптических констант и эффективной массы носителей
в полупроводниках,
410
БИБЛИОГРАФИЯ
1314. Spitzer W. Q., Mead С. A., Journ. Appl. Phys., 34, 3061 (1963).
Исследования высоты барьеров в системах металл — полупроводник.
1315. Spitzer W. G., Mead С. A., Phys. Rev., 133, А872 (1964).
Минимумы зоны проводимости соединения QaAsi_*Pi.
1316. Spitzer W. G, Mead С. A., Phys. Rev., 134, A713 (1964).
Положение уровня Ферми на границах раздела металл — полупро¬
водник.
1317. Spitzer W. G„ Whelan J. М., Phys. Rev., 114, 59 (1959).
Инфракрасное поглощение и эффективная масса электрона в п-GaAs.
1318. Spitzer W. G., Crowell С. R., Atalla М. М., Phys. Rev. Lett., 8, 57
(1962).
Средняя длина свободного пробега фотовозбужденных электронов
в Au.
1319. Spratt J. P., Proc. IRE, 50, 467 (1962).
Туннельное эмиссионное устройство.
1320. Spratt J. P., Schwartz R. F., Kane W. М., Phys. Rev. Lett., 6, 341 (1961).
«Горячие» электроны в металлических пленках; инжекция и соби¬
рание.
1321. Springgate W. F., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors.
(В. Schwartz, ed.) Electrochem. Soc., New York, 1969.
Исследование механизма деградации солнечных элементов с сереб¬
ряно-титановыми контактами.
1322. Sreedhar А. К., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 309 (1969).
Расчеты эффективности гетеропереходных преобразователей солнеч¬
ной энергии.
1323. Steinberg R. F., Scruggs D. М., Journ. Appl. Phys., 37, 4586 (1966).
Получение эпитаксиальных пленок GaAs путем испарения элемен¬
тов в вакууме.
1324. Steinrisser F., Davis L. С., Duke С. В., Phys. Rev., 176, 912 (1968).
Электронная н фононная туннельная спектроскопия в контактах
металл — германий.
1325. Stern R., в книге Semiconductors and Semimetals. (R. К. Willardson and
A. C. Beer, eds.), Vol. 2. Academic Press, New York, 1966.
Вынужденное излучение полупроводников.
1326. Stevenson 1. R., Hensley E. B., Journ. Appl. Phys., 32, 166 (1961).
Термоэлектронная и фотоэлектронная эмиссия с окиси магния.
1327. Strain R. /., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 134th Nat. Meeting, Mon¬
treal, Fall 1968, Abstract No. 500 (1968).
Прозрачные контакты для источников света на структурах МДП.
1328. Stratton R., Phys. Chem. Solids, 23, 1177 (1962).
Вольтамперные характеристики при туннелировании через изолирую¬
щие пленки.
1329. Stratton R., Phys-. Rev., 125, 67 (1962).
Теория полевой эмиссии из полупроводников.
1330. Stratton R., Phys. Rev., 126, 2002 (1962).
Диффузия горячих и холодных электронов в полупроводниковых
барьерах.
1331. Stratton R., Phys. Rev., 135, А794 (1964).
Энергетическое распределение электронов, эмиттированных под дей¬
ствием поля.
1332. Stratton R., Solid-State Electron., 8, 175 (1965).
О приближенных уравнениях для термоэлектронной и полевой
эмиссии.
1333. Stratton R., Padovani F. А., Solid-State Electron., 10, 813 (1967).
Максимумы дифференциального сопротивления диодов с барьерами
Шоттки.
1334. Stratton R., Padovani F. А., Phys. Rev., 175, 1072 (1968).
БИБЛИОГРАФИЯ
411
Влияние эллипсоидальное™ энергетических поверхностей на диффе¬
ренциальное сопротивление барьеров Шоттки.
1335. Straumanis М. Е., Kim С. D., Acta Crystallogr., 19, 256 (1965).
Определение области гомогенности арсенида галлия путем измере¬
ния постоянной решетки и плотности.
1336. Strehlow W. Н., Journ. Appl. Phys., 40, 2928 (1969).
Химическая полировка соединений AuBvi-
1337. Strehlow W. Н., Journ. Appl. Phys., 41, 1810 (1970).
Изучение морфологии эпитаксиальных пленок CdS.
1338. Strehlow W. H., Cook E. L., Phys. Rev., 188, 1256 (1969).
Эпитаксиальное выращивание CdS на SrF2.
1339. Stringfellow G. B., Bube R. H., в книге II—VI Semiconducting Com¬
pounds (D. G. Thomas, ed.). Benjamin, New York, 1967.
Фотоэлектрические свойства р-ZnSe.
1340. Stringfellow G. B., Greene P. E., Journ. Appl. Phys., 40, 502 (1969).
Дислокации в GaAsi-jP*.
1341. Stringfellow G. B., Greene P. E., Journ. Electrochem. Soc., 117, 95c
(1970).
Стационарное выращивание сплавов InAsSb из раствора.
1342. Субашиев В. К-, Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; p. 73, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Квазиэлектрическое поле в плавном гетеропереходе.
1343. Sugano Т., Morino A., Koshiga F., Mishima К., Nishi Т., Matsuda S.,
Journ. Inst. Electron. Comm. Eng. Jap., 50, 1045 (1967).
Характеристики контактов кремния с металлами нескольких типов.
1344. Sugano Т., Chou Н. К., Yoshida М., Nishi Т., Jap, Journ. Appl. Phys., 7,
1028 (1968).
Химическое осаждение Мо на Si.
1345. Sullivan М. V., Eigler J. H., Journ. Electrochem. Soc., 103, 218 (1956).
Использование пяти гидридов металла для получения вплавных
контактов на кремнии.
1346. Sullivan М. V., Eigler 1. Н., Journ. Electrochem. Soc., 104, 226 (1957).
Осаждение никеля для получения омических контактов на
кремнии.
1347. Sullivan М. V., Kolb G. A., Journ. Electrochem. Soc., 110, 585 (1963).
Химическое травление арсенида галлия в бромистом метаноле.
1348. Suzuki Н., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 1253 (1966).
Электронное сродство полупроводникового соединения CdSe.
1349. Swank R. К-, Phys. Rev., 153, 844 (1967).
Поверхностные свойства соединений AuBvi-
1350. Swank R. К., Aven AL, Devine J. Z., Journ. Appl. Phys., 40, 89 (1969).
Высота барьеров н контактные свойства кристаллов ZnSe «-типа.
1351. Swanson J. A., Journ. Appl. Phys., 25, 314 (1954).
Диодная теория в свете инжекцин дырок.
1352. Sze S. М., Physics of Semiconductor Devices, Chap. 8, Wiley, New York,
1969.
1353. Sze S. AL, Gibbons G., Appl. Phys. Lett., 8, 111 (1966).
Напряжения лавинного пробоя p — «-переходов в Ge, Si, GaAs и
GaP — резких и с линейной зависимостью концентрации примесей от
координаты.
1354. Sze S. AL, Grummel Н. К., Solid-State Electron., 9, 751 (1966).
Достоинства транзистора полупроводник — металл — полупроводник.
1355. Sze S. AL, Crowell С. R., Kahng D., Journ. Appl. Phys., 35, 2534 (1964).
Фотоэлектрическое определение диэлектрической проницаемости для
сил изображения, действующих на «горячие» электроны в барьерах
Шоттки.
412
БИБЛИОГРАФИЯ
1356. Sze S. AL, Crowell С. R., Carey G. P., LaBate E. E., Journ. Appl. Phys.,
37, 2690 (1966).
Перенос «горячих» электронов в структурах полупроводник — ме¬
талл — полупроводник.
1357. Szekely С., Bertoti /, Stubnya G., Varga L., Gutai L., Proc. Int. Conf.
Phys. Chem. Semicond. Heterojunclions Layer Structures, Budapest; 1,
341, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Получение, структура и некоторые свойства гетеропереходов Si—Ge
и Si—Sii-iGe*.
1358. Szentpali В., Varga L., Bertoti /., Szekely C., Proc. Int. Conf. Phys. Chem.
Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 1, 349, 1970. Hung.
Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Структура дефектов в гетеропереходах; GaAs—Ge.
1359. Szydlo N., Poirier R., Kleefstra AL, Appl. Phys. Lett., 17, 477 (1970).
Обратные ветви вольтамперных характеристик барьера Шоттки
Na—Si.
1360. Tada К., Laraya J. J. R., Proc. IEEE, 55, 2064 (1967).
Уменьшение времени накопления носителей в транзисторе с помощью
днода с барьером Шоттки.
1361. Takabayashi AL, Jap. Journ. Appl. Phys., 1, 22 (1962).
Эпитаксиальное выращивание монокристаллов Ge из газовой фазы.
1362. Takahashi /<., Int. Journ. Electron., 26, 253 (1969).
Общие решения для фотовольтаических эффектов в полупроводни¬
ковых гетеропереходах.
1363. Takahashi К., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 455, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Общие решения для фотовольтаических эффектов в полупроводни¬
ковых гетеропереходах.
1364. Takahashi К,., Baker W. D.t Milnes A. G., Int. Journ. Electron., 27, No. 4,
383 (1969).
Гетеропереходы ZnTe—InAs.
1365. Takeda Y., Hirai Т., Hirao М., Journ. Electrochem. Soc., 112, 363
(1965).
Фазовая диаграмма для псевдобинарной системы германий — арсе-
пид галлия.
1366. Tallman R. L., Chu Т. L., Gruber G. A., Oberly J. J., Wolley Е. D., Journ.
Appl. Phys., 37, 1588 (1966).
Эпитаксиальное выращивание Si на гексагональном SiC.
1367. Taneja N. D., Ph. D. Thesis, Univ. British Columbia, Canada, 1971.
Анизотропные гетеропереходы с широкозонными полупроводнико¬
выми соединениями AnBvi.
1368. Tansley Т. L., Journ. Appl. Phys., 37, 3908 (1966).
Граничные условия в гетеропереходах.
1369. Tansley Т. L., New Sci., 31, 316 (1966).
Применения гетеропереходов.
1370. Tansley Т. L., Phys. Status Solidi, 18, 105 (1966).
Прямые ветви вольтамперных характеристик гетероперехода с пре¬
обладанием туннельного тока.
1371. Tansley Т. L., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 123, 1970. Hung. Acad. Sciences, Buda¬
pest, Hungary.
Проводящие свойства анизотипных гетеропереходов при прямом
смещении.
1372. Tansley Т. L., Newman Р. С., Solid-State Electron., 10, 497 (1967).
Измерения на гетеропереходах, полученных на GaAs вплавлением.
1373. Тао Т. F., Hsai Y., Appl. Phys. Lett., 13, 291 (1968),
БИБЛИОГРАФИЯ
413
Зависимость положения уровня Ферми в сильно легированном полу¬
проводнике от степени легирования.
1374. Тайс J., Rev. Mod. Phys., 28, 307 (1957).
Возникновение э. д. с. в полупроводниках.
1375. Taylor N. J., Vacuum, 19, 575—578 (1969).
Роль спектроскопии оже-электронов в исследовании элементарной
структуры поверхности.
1376. Taylor R. С., Journ. Electrochem. Soc., 116, 383 (1969).
Влияние ориентации подложки на введение цинка и селена в фосфид
галлия, выращенный нз газовой фазы.
1377. Taylor R. С., Woods J. F., Lorenz М. R., Journ. Appl. Phys., 39, 5404
(1968).
Электрические и оптические свойства GaP, выращенного из газовой
фазы.
1378. Taylor Т. С., U. S. Patent 3176204 (1965).
Устройство, состоящее из различных полупроводниковых материа¬
лов.
1379. Taylor W. Е., Odell N. Н., Fan Н. У., Phys. Rev., 88, 867 (1952).
Граница зерен в германии.
1380. Teramoto /., Iwasa Н., Tai Н., Journ. Electrochem. Soc., 115, 912 (1968),
Контактное сопротивление никеля, нанесенного на кремний.
1381. Terman L. М., Solid-State Electron., 5, 285 (1962).
Исследование поверхностных состояний на границе раздела крем¬
ний — окись кремния с помощью диодов металл — окисел — кремний.
1382. Terry L. £., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, Montreal, October 1968,
Abstract No. 504 (1968).
Контакты металл — кремний и их контактное сопротивление.
1383. teWinkel J., Electron. Radio Eng., 36, 280 (1959).
Упрощенное описание электрических свойств дрейфового транзи¬
стора.
1384. Theurerer Н. С., Journ. Electrochem. Soc., 109, 301с (1961).
Получение эпитаксиальных пленок кремния восстановлением SiCU
с помощью водорода.
1385. Theurerer Н. С., Christensen Н., Journ. Electrochem. Soc., 107, 268с
(1960).
Получение эпитаксиальных пленок кремния и германия при восста¬
новлении галогенидов.
1386. Thomas D. Е., Moll J. L., Ргос. IRE, 46, 1177 (1958).
Определение усиления по току и фазы транзистора.
1387. Thomas P., Queisser Н. J., Phys. Rev., 175, 983 (1968).
Электрон-фононное взаимодействие в барьерах Шоттки диодов из
q з As
1388. Thomas R. N., Francombe М. H., Appl. Phys. Lett., 13, 270 (1968),
Низкотемпературное эпитаксиальное выращивание p — /i-переходов
методом сублимации в сверхвысоком вакууме.
1389. Thomas R. W., Journ. Electrochem. Soc., 116, 1449 (1969).
Выращивание монокристаллов GaP с применением металлоорганиче¬
ских источников.
1390. Thompson Н. W., Jr., Reenstra A. L., Journ. Appl. Phys., 38, 4739 (1967).
Электрические свойства области вблизи границы сплавных гетеро¬
переходов Ge—Si.
1391. Thurmond С. D., Phys. Chem. Solids, 26, 785 (1965).
Фазовые равновесия в системах GaAs и GaP.
1392. Thurmond С. D., Frosch С. J., Journ. Electrochem. Soc., 109, 301c (1962),
Термодинамические свойства GaP и GaAs.
1393. Thurmond C. D., Kowalchik М., Bell. Syst. Techn. Journ., 19, 169 (1960).
Кривые ликвидуса для германия и кремния.
414
БИБЛИОГРАФИЯ
1394. Tietjen J. J., Aniick J. A., Journ. Electrochem. Soc., 113, 724 (1966).
Получение и свойства GaAsi_xPx, выращенного методом эпитакси¬
ального осаждения из газовой фазы с применением арсина и фосфина.
1395. Tietjen J. J., Maruska Н. P., Clough R. В., Journ. Electrochem. Soc., 116,
492 (1969).
Получение и свойства GaAsi_xPi, выращенного методом эпита¬
ксиального осаждения из газовой фазы с применением арсина и фосфина.
1396. Tietjen J. J., Enstrom R. £., Richman D., RCA Rev., 31, 635 (1970).
Выращивание некоторых полупроводниковых соединений ЛщВу из
газовой фазы.
1397. Tihanyi ]., Abstr. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; p. 160, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Исследования систем Al—Mo—SiC>2—Si.
1398. Tiller W. A., Journ. Appl. Phys., 29, 611 (1958).
Возникновение дислокаций при выращивании из расплава.
1399. Totta P. A., Sopher R. P., IBM Journ. Res. Develop., 13, 226 (1969).
Металлургические проблемы получения устройств методом SLT.
1400. Tousek, Jana, Tousek J., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Hetero-
junctions Layer Structures, Budapest; 5, 363, 1970. Hung. Acad. Sciences,
Budapest, Hungary.
О выпрямляющих контактах на структурах Au—CdTe.
1401. Tramposch R. F., Journ. Electrochem. Soc., 116, 654 (1969).
Эпитаксиальное осаждение германиевых пленок на сапфире мето¬
дом1 химического переноса в газовой фазе.
1402. Trumbore F. A., Tartaglia A. A., Journ. Appl. Phys., 29, 1511 (1958).
Сопротивления и подвижности дырок в очень сильно легированном
германии.
1403. Trumbore F. A., Kowalchik М., White Н. G., Journ. Appl. Phys., 38, 1987
(1967).
Эффективная электролюминесценция р — л-переходов в GaP, выра¬
щенных методом жидкостной эпнтаксни на подложках, выращенных
методом газовой эпитаксии.
1404. Tsui D. С., Bell. Amer. Phys. Soc., 14, 414 (1969).
Возбуждение поверхностных плазмонов при туннелировании элек¬
тронов в туннельных переходах GaAs—Pb.
1405. Tsujimoto Y., Nakajima Т., Onodera Y., Tukai М., Jap. Journ. Appl. Phys.,
6, 1014 (1967).
Получение кристаллов ZnSexTei-x методом переноса в газовой фазе.
1406. Tubota U., Jap. Journ. Appl. Phys., 2, 259 (1963).
Электрические свойства соединений AnBvi (CdSe и ZnTe).
1407. Turnbull A. A., Evans G. B., Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phys., D),
1, 155 (1968).
Фотоэмиссия с GaAs—Cs—O.
1408. Turner D. R., Journ. Electrochem. Soc., 106, 786 (1959).
Металлические контакты на германии и кремнии, полученные мето¬
дом электролитического осаждения.
1409. Turner D. R., Sauer Н. A., Journ. Electrochem. Soc., 107, 250 (1960).
Омические контакты для полупроводниковых керамик.
1410. Turner D. R., Sauer Н. A., Journ. Electrochem. Soc., 107, 251 (1960).
Омические контакты с полупроводниками.
1411. Turner М. /., Rhoderick Е. Н., Solid-State Electron., 11, 291 (1968).
Барьеры Шоттки металл — кремний.
1412. Uebbing J. J., Journ. Appl. Phys., 41, 802 (1970).
Использование спектроскопии оже-электронов для определения
влияния углерода и других загрязнений поверхности на фотокатоды
GaAs—Cs—О.
БИБЛИОГРАФИЯ
415
1413. Uebbing J. J., Bell R. L., Appl. Phys. Lett., 11, 357 (1967).
Высота барьера Шоттки Cs—GaAs.
1414. Uebbing J. }., Bell R. L., Proc. IEEE, 56, 1624 (1968).
Улучшенные фотоэмиттеры с применением GaAs и InGaAs.
1415. Unterkofler G., Journ. Appl. Phys., 34, 3143 (1963).
Теоретические кривые зависимости туннельного сопротивления от
напряжения.
1416. Unvala В. A., Nature (London), 194, 966 (1962).
Эпитаксиальное выращивание кремния методом испарения в ва¬
кууме.
1417. Unvala В. A., Vide, 1,94, 109 (1963).
Выращивание монокристаллов кремния методом конденсации в
вакууме.
1418. Unvala В. A., Phil. Mag., 9, 691 (1964).
Выращивание эпитаксиальных слоев кремния методом испарения
в вакууме.
1419. Valdes L. В., The Physical Theory of Transistors, McGraw-Hill, New York,
1961.
1420. Valenta AL W., Ramasasatry C., Phys. Rev., 73, 73 (1957).
Влияние сильного легирования на самодиффузию в германии.
1421. Vallese L. М., Microwaves, 9, No. И, 45 (1970).
Данные о когерентности и яркости лазеров.
1422. Валов 10. А., Горюнова Н. А., Леонов Е. И., Орлов В. М., Abstr. Int.
Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer Structures, Budapest;
p. 135, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hungary.
Получение и свойства слоев некоторых тройных соединений
AuBivCv и гетеропереходов на их основе.
1423. van der Merwe J. J., Journ. Appl. Phys., 34, 123 (1963).
Границы раздела кристаллов; часть II. Выращенные слои конечной
толщины.
1424. van der Merwe J. H., в книге Single Crystal Films (М. H. Francombe
and H. Sato, eds.) p. 139. Macmillan, New York, 1964.
Несоответствие на границе раздела и связь между ориентирован¬
ными пленками и нх подложками.
1425. van der Pauw L. J., Philips Tech. Rev., 20, 220 (1958).
Метод измерения удельного сопротивления и коэффициента Холла
на пластинках произвольной формы.
1426. van der Pauw L. ]., Philips Res. Rep., 13, 1 (1958).
Метод измерения удельного сопротивления и эффекта Холла на
дисках произвольной формы.
1427. van der Ziel A., Solid State Electronics, 2nd ed. Prentice-Hall, Engle¬
wood, Cliffs, New Jersey, 1968.
1428. van de Wiele F., van Overstraeten R., Electron. Lett., 3, 218 (1967).
Влияние состояний на границе раздела на емкость гомо- и гетеро¬
переходов.
1429. van Hook Н. }., Lenker Е. S., Trans. AIME, 227, 220 (1963).
Система InAs—GaAs.
1430. van Laar ]., Scheer J. J., Philips Res. Rep., 17, 101 (1962).
Влияние изгиба зон на фотоэмиссию с монокристаллов
кремния.
1431. van Laar J., Scheer J. J., Proc. Int. Conf. Phys. Semicond., Exeter, July
1962. Inst, of Phys. and the Phys. Soc. London (1962).
Влияние изгиба зон на фотоэмиссию с кремния.
1432. van Opdorp С., Thesis, Technical Univ., Eindhoven, October 1969; Philips
Res. Rep., Suppl. No. 10 (1969).
Изотипные гетеропереходы Si—Ge,
416
БИБЛИОГРАФИЯ
1433. van Opdorp С., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Se, icond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 2, 191, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Состояние теории фотоэффектов в гетеропереходах.
1434. van Opdorp С., Kanerva N. К. J., Solid-State Electron., 10, 401 (1967).
Вольтамперные характеристики и емкость изотипных гетероперехо¬
дов.
1435. van Opdorp С., Vrakking J., Solid-State Electron., 10, 955 (1967).
Фотоэффекты в изотипных гетеропереходах.
1436. van Overstraeten R. J., Nuyts W., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16,
632 (1969).
Теоретическое исследование эффективности солнечных элементов с
дрейфовым полем.
1437. van Overstraeten R. J., van de Wiele F., IEEE Trans. Electron Devices,
ED-15, 164 (1968).
Интерпретация для случая гомопереходов, с привлечением состоя¬
ний на границе раздела, различия между значениями встроенного потен¬
циала, предсказываемыми теорией и определенными из измерений ем¬
кости.
1438. van Ruyven L. J., Phys. Status Solidi, 5, КЮ9 (1964).
Положение уровня Фермн на границе раздела гетероперехода.
1439. van Ruyven L. J., Dekker W., Physica, 28, 307 (1962).
Эпитаксиальное выращивание Ge на GaP.
1440. van Ruyven L. J., Dev /., Journ. Appl. Phys., 37, 3324 (1966).
Зависящее от координаты краевое излучение плавных гетеропере¬
ходов ZnCdS.
1441. van Ruyven L. ]., Williams F. E., Solid-State Electron., 10, 1159 (1967).
Антистоксовский преобразователь света на основе полупроводников
с переменной шириной запрещенной зоны.
1442. van Ruyven L. J., Williams F. E., Amer. Journ. Phys., 35, 705 (1967).
Электронный перенос в полупроводниках с переменной шириной
запрещенной зоны.
1443. van Ruyven L. J., Papenhuijzen J. M. P., Verhoeven A. C. J., Solid-State
Electron,, 8, 631 (1965).
Оптические явления в гетеропереходах Ge—GaP.
1444. Ванюков А. В., Киреев П. С., Фигуровский Е. Н., Коровин А. П., Виш¬
някова 3. П., ФТП, 3, вып. 10, 1552 (1969).
О свойствах гетеропереходов п-CdSe — р-ZnTe.
1445. Varshni Y. P., Phys. Status Solidi, 20, 9 (1967).
Межзонная рекомбинация полупроводников IV и VI групп и полу¬
проводниковых соединений АщВу.
1446. Vasicek A., Optics of Thim Films, North-Holland Publ., Amsterdam, 1960.
1447. Васильев В. Д., Тихонова А. А., Кристаллография, 11, вып. 4, 668
(1966).
О температурных условиях образования эпитаксиальных пленок гер¬
мания методом испарения в вакууме.
1448. Вавилов В. С., Плотников А. Ф., Шубин В. Е., ФТП, 4, вып. 3, 598
(1970).
О возможности использования МОП-структур на основе InSb в ка¬
честве преобразователей изображения.
1449. Vehse R. С., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th Nat. Meeting, Los
Angeles, Spring 1970, p. 196 (1970).
Метод плавающей затравки для получения слоев GaP большой
площади при эпитаксиальном выращивании из жидкой фазы.
1450. Вейнгер А. И., Иванов В. Г., Парицкий JI. Г., Рывкин С. М., ФТП, 3,
вып. 4, 560 (1969).
Эксклюзия неравновесных горячих носителей в германии и кремнии.
БИБЛИОГРАФИЯ
417
1451. Vermilyea D. A., Journ. Electrochem. Soc., 110, 250 (1963).
Дефекты в пленках ТагОб, полученных анодированием.
1452. Vieland L. J., Seidel Т., Journ. Appl. Phys., 33, 2414 (1962).
Поведение германия в арсениде галлия.
1453. Vijh А. К., Journ. Electrochem. Soc., 117, 173с (1970).
Химический подход к оценке ширины запрещенной зоны бинарных
полупроводников и изоляторов.
1454. Vilms J., Wandinger L., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968.
Abstracz No. 495 (1968).
Теория контактного сопротивления для одного типа омических кон¬
тактов.
1455. Vilms J., Wandinger L., в книге Ohmic Contacts to Semiconductors
(В. Schwartz, ed.), Electrochem. Soc., New York, 1969.
Теория контактного сопротивления для одного типа омических кон¬
тактов.
1456. Vohl P., Perkins D. М., Ellis S. G., Addiss R. R., Hui W., Noel G., IEEE
Trans. Electron Devices, ED-14, 26 (1967).
Тонкопленочные солнечные элементы из GaAs.
1457. Волженский Д. С., Пашковский М. В., ПТЭ, 2, 495 (1966).
Вплавление точечных омических контактов в инертной атмо¬
сфере.
1458. Воронков В. В., Воронкова Г. И., Иглицын М. И., ФТП, 4, вып. 12, 2263
(1970).
Определение с помощью эффекта Холла параметров энергетических
уровней при их малой концентрации.
1459. Воронкова Н. М., Наследов Д. Н., ФТТ, 7, вып. 8, 2542 (1965).
Фотомагннтный эффект н фотопроводимость n-GaAs.
1460. Vuillod J., Chakraverty В. К., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 4, 243, 1970. Hung. Acad.
Sciences, Budapest, Hungary.
Электронные свойства тонких пленок ZnO.
1461. Wagner J. W., Thompson A. G., Electrochem. Soc. Extended Abstr., 137th
Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970. p. 213 (1970).
Получение и свойства сплавов InAsi_iPx.
1462. Wagner R. S., Ellis W. C„ Appl. Phys. Lett., 4, 89 (1964).
Механизм выращивания монокристаллов по методу газ — жид¬
кость — твердое тело.
1463. Wait J. Т., Hauser J. R., Proc. IEEE, 56, 2087 (1968).
Уменьшение коэффициента усиления транзисторов при больших
токах коллектора.
1464. Walker W. С., Lambert Е. Т., Journ. Appl. Phys., 28, 635 (1957).
Омические и выпрямляющие контакты с полупроводящими кристал¬
лами CdS.
1465. Walter J. P., Cohen M. L., Phys. Rev., B, 1, 2661 (1970).
Рассчитанная и измеренная отражательная способность ZnTe и
ZnSe.
1466. Waltz М. С., Bell Lab. Rec„ 33, 260 (1955).
Электрические контакты для транзисторов и диодов.
1467. Wang S., Journ. Appl. Phys,, 34, 3443 (1963).
Двухступенчатый полупроводниковый лазер с туннелированием и
иижекцией (проект).
1468. Wang S., Tseng С. С., Proc. IEEE, 52, 426 (1964).
Соображения, касающиеся применения полупроводниковых гетеро¬
переходов в лазерах.
1469. Watanabe N., Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 343 (1965).
Электролюминесценция при обратном смещении вплавных диодов
из ZnTe,
418
БИБЛИОГРАФИЯ
1470. Watanabe N., Jap. Journ. Appl. Phys., 5, 12 (1966),
Электролюминесценция при прямом и обратном смещении вплав-
ных диодов из ZnTe.
1471. Watanabe N., Usui S., Kanai Y., Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 427
(1964).
Инжекционная люминесценция диодов из ZnTe.
1472. Watanabe S., Mita Y., Journ. Electrochem. Soc., 116, 989 (1969).
Гетеропереходы CdS—PbS.
1473. Matson H. A., Microwave Semiconductor Devices and their Circuit Appli¬
cations, (L. E. Miller, ed.), Chap. 17. McGraw-Hill, New York, 1969.
1474. Weber E. H., Nienerowski K., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond.
Heterojunctions Layer Structures, Budapest; 5, 213, 1970. Hung. Acad,
Sciences, Budapest, Hungary.
Влияние ловушек в объеме на емкость границы раздела CdSe—SiO*.
1475. Wei I. Y., Schewchun J., Proc. IEEE, 51, 946 (1963).
Отрицательное сопротивление и гистерезис в гетеропереходе Ge—Si.
1476. Weimer P. K-, U. S. Patent 3290569 (1966).
Твердотельные электрические устройства на основе эффекта поля
в тонких пленках теллура.
1477. Weinreich О., Matare Н., Reed. В., Proc. Phys. Soc. (London), 73, 969
(1959).
Усилитель на основе границ зерен.
1478. Weinreich О., Dermit G., Tufts С., Journ. Appl. Phys., 32, 1170 (1961).
Получение германиевых пленок на германии методом испарения в
вакууме.
1479. Weinstein М., Bell R. О., Меппа A. A., Journ. Electrochem. Soc., Ill, 674
(1964).
Получение и свойства гетеропереходов GaAs—GaP, GaAs—Ge и
GaP—Ge.
1480. Weisberg L. R., Journ. Appl. Phys., 38, 4537 (1967).
Низкотемпературная вакуумная конденсация гомоэпитаксиального
кремния.
1481. Wemple S. Н., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968, Abstract
498 (1968).
Электрический контакт на ферроэлектрических окислах п- и
р-типа.
1482. Wemple S. Н., Kahng D., Braun Н. }., Journ. Appl. Phys., 38, 353
(1967).
Поверхностно-барьерные диоды на полупроводящем КТаОэ- *
1483. Wemple S. Н., Kahng D., Berglund С. N.. van Uitert L. G., Journ. Appl.
Phys., 38, 799 (1967).
Поверхностно-барьерные переходы на полупроводящих сегнетоэлек-
триках.
1484. Wernick J. Н., Journ. Chem. Phys., 25, 47 (1957).
Определение диффузионной способности в жидких металлах мето¬
дом зонной плавки с температурным градиентом.
1485. Wertheim G. К., Phys. Rev., 109, 1086 (1958).
Рекомбинация неравновесных носителей в полупроводниках.
1486. Whelan М. V., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 5, 221, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Генерационно-рекомбинационные токи на границе раздела кремния
со слоем окцела, полученного термическим окислением.
1487. Whitaker ]., Solid-State Electron., 8, 649 (1965).
Электрические свойства n-AlAs.
1488. Whitcomb D. L.. Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968, Abs¬
tract No. 512 (1968).
библиография
419
Огнеупорные металлизованные системы, рассчитанные на примене¬
ния при высоких плотностях тока и температуры в интегральных схе¬
мах.
1489. White Н. G., Logan R. А., Journ. Appl. Phys., 34, 1990 (1963).
Поверхностно-барьерные диоды на GaP.
1490. Widmer Н., Appl. Phys. Lett., 5, 108 (1964).
Эпитаксиальное выращивание Si на Si в сверхвысоком ва¬
кууме.
1491. Willardson R. /(., Goering Н. L. (eds.), Compound Semiconductors, Vol. 1.
Preparation of III—V Compounds. Van Nostrand-Reinhold, Princeton,
New Jersey, 1962.
1492. Williams B. F„ Appl. Phys. Lett., 14, 273 (1969).
Фотоэмиттер с низкой работой выхода (меньше 1,0 эВ) на основе
InGaAs—CsO.
1493. Williams В. F., Simon R. E., Phys. Rev. Lett., 18, 485 (1967).
Прямые измерения взаимодействия фононов с горячими электрона¬
ми в СаР.
1494. Williams Е. W., Blacknall D. М., Trans. AIME, 239, 387 (1967).
Исследование дефектов в GaAs с помощью фотолюминесценции
при 20 К.
1495. Williams J. D., Terry L. Е., Journ. Electrochem. Soc., 114, 158 (1967).
Текстурные и электрические свойства германиевых пленок, полу¬
ченных осаждением в вакууме.
1496. Williams R., Phys. Rev. Lett., 8, 402 (1962).
Фотоэмиссня дырок из олова в арсенид галлия.
1497. Williams R., Journ. Appl. Phys., 37, 1491 (1966).
Фотоэмиссия электронов из кремния в двуокись кремния. Эффекты,
связанные с миграцией ионов в окисле.
1498. Williams R., Bube R. Н., Journ. Appl. Phys., 31, 968 (1960).
Фотоэмиссня при фотовольтаическом эффекте в кристаллах суль¬
фида кадмия.
1499. Williams R., Wronski С. R., Appl. Phys. Lett., 13, 231 (1968).
Эмиссия электронов из структуры с барьерами Шоттки:
ZnS—Pt—Cs.
1500. Williams V. A., Journ. Electrochem. Soc., 113, No. 3, 234 (1966).
Прозрачные контакты с высокой проводимостью на ZnS.
1501. Williams V. А., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions
Layer Structures, Budapest; 1, 357, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest,
Hungary.
Гетеропереход между сульфидом цинка и кремнием.
1502. Winogradoff N., Kessler Н. К., Appl. Phys. Lett., 8, 99 (1966).
Времена жизни по отношению к излучательной рекомбинации в
кремнии, возбуждаемом лазером.
1503. Wolf М., Proc. IRE, 48, 1246 (1960).
Ограничения и возможности улучшения фотовольтаических преоб¬
разователей солнечной энергии.
1504. Wolf М., Proc. 1ЕЕЕ, 51, 674 (1963).
Дрейфовые поля в элементах фотовольтаических преобразователей
солнечной энергии.
1505. Wolf P., IBM Journ. Res. Develop., 14, 125 (1970).
Микроволновые свойства полевых транзисторов с барьерами
Шоттки.
1506. Wolfe С. М., Lindley W. Т., Journ. Electrochem. Soc., 116, 276 (1969).
Охранные кольца для диодов из GaAs, полученные методом эпита¬
ксиального выращивания.
1507. Wolsky S. P., U. S. Patent 2879457 (1959).
Омические полупроводниковые контакты,
420
БИБЛИОГРАФИЯ
1508. Wolter A. R., в книге Ohmic. Contacts to Semiconductors (В. Schwartz,
ed.). Electrochem. Soc., New York, 1969.
Переход металл — кремний, полученный с помощью металлических
ионов.
1509. Wong J. Y., Loebner Е. Е., Garliepp К. L., Electrochem. Soc. Extended
Abstr., 137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 232 (1970).
Электролюмииесцентные свойства сплавов InAsi-xSbj.
1510. Woodall J. AL, Journ. Electrochem. Soc., 118, 150 (1971).
Выращивание слоев Gai_jAlxAs при изотермическом смешивании
раствора.
1511. Woodall J. М., Rupprecht Н., Reuter W., Journ. Electrochem. Soc., 116,
899 (1969).
Этитаксиальное выращивание Gai_xAlxAs из жидкой фазы.
1512. Woodal J. AL, Lynch R., Shang D., Electrochem. Soc. Extended Abstr.,
137th Nat. Meeting, Los Angeles, Spring 1970, p. 208; Journ. Electrochem.
Soc., 117, 94c (1970).
Электролюмииесцентные и фотодетекторные свойства устройств на
основе Gai-xAlxAs с плавно меняющимся составом.
1513. Woodbury Н. Н., Aven AL, Journ. Appl. Phys., 39, 5485 (1968).
Некоторые измерения диффузии и растворимости Си в CdTe.
1514. Wright G. Т., Journ. Brit. IRE, 20, 337 (1960).
Диэлектрический триод с ограничением пространственным зарядом
(проект).
1515. Wright G. Т., Solid-State Electron., 2, 165 (1961).
Механизмы тока, ограниченного пространственным зарядом в твер¬
дых телах.
1516. Wright G. Т., Solid-State Electron., 5, 117 (1962).
Диэлектрический триод с ограничением пространственным за¬
рядом.
1517. Wright G. Т., Proc. IEEE, 51, 1642 (1963).
Твердотельные устройства с ограничением пространственным заря¬
дом.
1518. Wrigley С., Journ. Electrochem. Soc., 116, 146с (1969).
Свойства границы раздела при гетероэпнтаксиальном выращивании
кремния на сапфире.
1519. Wurst Е. С., Borneman Е. Н., Journ. Appl. Phys., 28, 235 (1957).
Выпрямляющие свойства контактов металл — кремний.
1520. Wustenhagen J., Zs. Naturforsch., 19а, No. 12, 1433 (1964).
Контакты к планарному транзистору из GaAs.
1521. Wysocki J. J., RCA Rev., 22, 57 (1961).
Влияние последовательного сопротивления на фотовольтанческое
преобразование солнечной энергии.
1522. Wysocki ]. J., Rappaport P., Journ. Appl. Phys., 31, 571 (1960).
Влияние температуры на фотовольтанческое преобразование солнеч¬
ной энергии.
1523. Wysocki J. J., Rappoport P., Davison E., Loferski J. ]., IEEE Trans.
Electron Devices, ED-13, 420 (1966).
Бомбардировка солнечных элементов из GaAs и Si протонами ма¬
лой энергии.
1524. Yamamoto Т., Ota Y., Proc. IEEE, 54, 691 (1966).
Изменение емкости поверхностно-барьерного диода из GaAs под
действием фотоэффекта.
1525. Yamamoto Т., Ota Y., Solid-State Electron., 11, 219 (1968).
Поверхностно-барьерный диод золото—(n-GaAs) и его применение
в фотоконденсаторах.
1526. Yamato 1'., Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 541 (1965).
Гетеропереходы Ge—ZnSe.
БИБЛИОГРАФИЯ
421
1527. Yasuda Y., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond. Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 3, 265, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hung¬
ary.
Эпитаксиальное выращивание кремниевых пленок на подложках из
сапфира и шпинели методом испарения.
1528. Yawata К., NEC Res. Develop. (Japan), 7, 26 (1965).
Исследование туннельных гетеродиодов Ge—GaAs.
1529. Yawata S., Anderson R. L., Phys. Status Solidi 12, 297 (1965).
Оптическая модуляция тока в гетеропереходах п — п Ge—Si.
1530. Yeargan J. R., Taylor H. L., Journ. Electrochem. Soc., 115, 273 (1968).
Проводящие свойства пленок нитрида кремния, полученных мето¬
дом пиролиза.
1531. Yeh С., Liu S. G„ Appl. Phys. Lett., 15, 391 (1969).
Пробойные характеристики лавинных диодов из ALGai_xAs.
1532. Yep Т. О., Archer R. ]., Final Rep., Contract No. AF 19(628)5946. Air
Force Cambridge Research Laboratory (15 August 1967). Document
AD 660577 Nat. Tech. Information Service, Springfield, Virginia (1967).
Исследование и разработка катодов полупроводник — металл.
1533. Yim W. М., Journ. Appl. Phys., 40, 2617 (1969).
Растворимость в твердой фазе псевдобинарных систем (ЛщЗу) —
(CiiDvi) и оптическая ширина их запрещенных зон.
1534. Yim W. М., Dismukes J. P., Kressel Н., RCA Rev., 31, 662 (1970).
Выращивание из газовой фазы четверных сплавов (AuBvi) —
(CiiiDv) и их свойства.
1535. Ying С. F., Farnsworth Н. Е., Phys. Rev., 85, 485 (1952).
Изменения работы выхода пленок золота, очищенных в вакууме.
1536. Yingling G. S., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968, Abstract
No. 511 (1968)).
Исследования омических контактов на устройствах с мелкими пере¬
ходами.
1537. Young С. Е., Journ. Appl. Phys., 32, 329 (1961).
Кривые пространственного заряда, электрического поля и концен¬
трации свободных носителей на поверхности полупроводника, а также
кривые электростатического потенциала внутри полупроводника.
1538. Yu A. Y. С., IEEE Spektrum, 7, March, p. 83 (1970).
Контакт металл — полупроводник; о старых устройствах с новым
будущим.
1539. Yu A. Y. С., Snow Е. Н., Journ. Appl. Phys., 39, 3008 (1968).
Поверхностные эффекты на контактах металл — кремний.
1540. Yu A. Y. С., Mead С. A., Solid-State Electron., 13, 97 (1970).
Характеристики диода с барьером Шоттки алюминий — кремний.
1541. Yuan Н. Т., Hooper R. С., Trans. Electrochem. Soc. Meeting, October 1968,
Abstract No. 506 (1968).
Омический контакт к диффузионному слою в кремнии.
1542. Zachos Т. Н., Dyment J. С., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-6, 317
(1970).
Резонансные моды инжекционных лазеров на GaAs. III. Характе¬
ристики расходимости лазерных пучков с прямоугольной симметрией.
1543. Zachos Т. Н., Ripper J. Е., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 29
(1969).
Резонансные моды инжекционных лазеров на GaAs.
1544. Zanio К., Journ. Appl. Phys., 41, 1935 (1970).
Химическая диффузия в теллуриде кадмия.
1545. Засед В. С., ФТП, 2, вып. 12, 1846 (1968).
Химическая диффузия в теллуриде кадмия.
1546. Завадский Ю. И., Корнилов Б. В., ФТП, 3, вып. 10, 1441 (1969).
Термоосцпллятор — новый функциональный датчик температуры.
422
БИБЛИОГРАФИЯ
1547. Zeidenbergs G., Anderson R. L., Proc. IEEE, 54, 1960 (1966).
Полевой транзистор с гетеропереходом (проект).
1548. Zeidenbergs G., Anderson R. L., Solid-State Electron., 10, 113 (1967).
Гетеропереходы Si—GaP.
1549. Zettlemoyer А. С., в книге Ohmic Contacts to Semiconductor
(B. Schwartz, ed.). Electrochem. Soc., New York, 1969.
Химия и металлургия смачивания поверхностей твердых тел.
1550. Zettler R. A., Cowley А. М., IEEE Trans. Electron Devices, ED-16, 58
(1969).
Гибридный диод с барьером Шоттки и р — «-переходом.
1551. Zettler R. A., Cowley А. М., Hewlett-Packard Journ., 20, 13 (1969).
Гибридные диоды с горячими носителями.
1552. Zolomy /., Proc. Int. Conf. Phys. Chem. Semicond Heterojunctions Layer
Structures, Budapest; 1, 377, 1970. Hung. Acad. Sciences, Budapest, Hung¬
ary.
Некоторые замечания о переключающих свойствах гетеродиодов
типа « — «.
1553. Zuleeg R., Electrochem. Soc. Spring Meeting, Pittsburgh, April 1963, Abs¬
tract No. 95 (1963).
Метод нанесения тонкой пленки CdS и исследование структуры
пленки с помощью дифракции рентгеновских лучей и электронов.
1554. Zuleeg R., U. S. Patent 3331998 (1967).
Тонкопленочное' гетеропереходное устройство.
1555. Zuleeg R., Muller R. S., Solid-State Electron., 7, 575 (1964).
Токи, ограниченные пространственным зарядом, и токи эмиссии
Шоттки в тонкопленочных диодах из CdS.
1556. Zuleeg R., Senkovits E. J., Electrochem. Soc. Abstr. Spring Meeting,
Pittsburgh, April 1963, p. 110 (1963).
Метод нанесения тонкой пленки CdS и исследование структуры с
помощью дифракции рентгеновских лучей и электронов.
1557. Zworykin V. К., Ramberg Е. G., Photoelectricity and Its Applications,
Wiley, New York, 1949.
1558. Williams R„ RCA Rev., 30, 306 (1969).
1559*. Алферов Ж. И., Андреев В. М., Бородулин В. И., Г арбузов Д. 3., Мо¬
розов Е. П., Пак Г. Т., Петров А. П., Портной Е. Д., Черноусое Ц. П.,
Швейкин В. И., Яшумов И. В., ФТП, 5, вып. 5, 972—973 (1971).
Эффективная генерация когерентного излучения в инжекционных
гетеролаэерах.
1560*. Алферов Ж. И. Андреев В. М., Елисеев П. Г., Пинскер И. 3., Порт¬
ной Е. Л., ФТП, 4, вып. 12, 2388—2389 (1970).
Инжекционный гетеролаэер, работающий при температуре 163° С.
1561*. Богатое А. П., Долгинов Л. М., Дружинина Л. В., Елисеев П. Г., JIu-
бов Л. Д., ФТП, 6, вып. 1, 43—48 (1972).
Иэлучательные характеристики ПКГ иа симметричной гетерострук¬
туре с полосковой геометрией в импульсном и непрерывном режиме
при 300 К.
1562*. Елисеев П. Г., Препринт ФИАН № 33 (1970).
О волноводной структуре ПКГ на р — «-переходах и гетероперехо¬
дах.
1563*. Елисеев П. Г., В сб.: «Квантовая электроника» под ред. Н. Г. Басова,
«Сов. радио», М., 1971, № 3, стр. 120—121.
Об оптимальной толщине активного слоя в гетеролаэере.
1564*. Елисеев П. Г., В сб.: «Квантовая электроника» под ред. Н. Г. Басова,
«Сов. радио», М., 1972, № 6(12), стр. 3—30.
Лазеры на гетеропереходах (обзор).
Именной указатель
Абрахамс (Abrahams М. S.) 121
Авен (Aveil М.) 146
Адамс (Adams М. J.) 175
Адвани (Advani G. Т.) 59
Алибоцек (Alibozek R. G.) 289
Аллен (Allen F. G.) 71, 122, 147, 265,
296
Алстрём (Ahlstrom Е.) 224
Алфёров Ж. И. 50, 169, 175
Амик (Amick J. А.) 275, 276
Андерсон (Anderson R. L.) 51, 57, 59,
63—65, 71, 133, 142, 149, 268
Антипас (Antypas G.) 247
Аридэуми (Arizumi Т.) 265, 267
Арлетт (Arlett R. Н.) 281
Арнольд (Arnold S. R.) 109
Арчер (Archer R. J.) 262, 330
Аталла (Atalla М. М.) 229
Бардин (Bardeen J.) 119, 188
Баррет (Barrett С. S.) 324
Басинский (Basinski J.) 216
Бауман (Bowman D.) 278
Бачевски (Baczewski А.) 274
Белл (Bell R. L.) 236, 242, 247
Берг (Bergh А. А.) 324
Беркенблит (Berkenblit М.) 261, 267
Биард (Biard J. R.) 224
Бидл (Beadle W. Е.) 114
Блум (Blum W.) 330
Блэкнелл (Blacknall D. М.) 277
Бобб (Bobb L. С.) 278, 325
Браунсон (Brownson J.) 138, 316
Браунштейн (Braunstein М.) 229,
290
Бредли (Bradley R. R.) 281
Бройдо (Brojdo S.) 41—43, 77, 103,
109
Бурмайстер (Burmeister R. А.) 277
Буррус (Burrus С. А.) 224
Буторина Л. Н. 285
Бхола (Bhola S. R.) 280
pioprep (Burger R. М.) 279
Вагнер (Wagner R. S.) 311
Вайнштейн (Weinstein М.) 276, 310
Вайсберг (Weisberg L. R.) 289
Ванг (Wang S.) 169
Ван-дер-Зил (van der Ziel А.) 200
Ван-дер-Мерве (van der Merwe J. H.)
258
Ван Лаар (van Laar J.) 233, 235,237
Ван Опдорп (van Opdorp C.) 129—
133, 149
Ван Рювен (van Ruyven L. J.) 46
Васильев В. Д. 286
Вей (Wei L.) 315
Видмер (Widmer H.) 288
Вилапд (Vieland L.) 259
Вильямс Б. (Williams В.) 247, 252
Вильямс Дж. (Williams J. D.) 286
Вильямс P. (Williams R.) 209
Вильямс Ф. (Williams F. Е.) 46, 277
Враккинг (Vrakking J.) 149
Вудал (Woodall J. М.) 307
Высоцкий (Wysocki J. J.) 151
Габор (Gabor Т.) 269
Гарбе (Garbe S.) 242
Гарвацки (Garwacki W.) 146, 296
Гартнер (Gartner W. W.) 224
Гепперт (Geppert D. V.) 188
Гобели (Gobeli G. W.) 71, 122, 147,
265
Говард (Howard W. Е.) 133—136
Готтлиб (Gottlieb G. Е.) 282
Грибников 3. С. 133
Грико (Grieco Р. Е.) 279
Грии (Greene Р. Е.) 305
Гудмен (Goodman А. М.) 294
Гуммель (Gummel Н. К ) 230
Гух (Gooch С. Н.) 168
Гюнтер (Gunther К- G) 294
Даттон (Dutton R. W.) 146, 296
Дейл (Dale J. R.) 311, 319
Деккер (Dekker A. J.) 249
424 ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
Джеймс (James J. W.) 239, 242, 244,
246, 247
Джойс (Joyce В. А.) 281
Дидрих (Diedrich Н.) 317
Дисмукес (Dismukes J. Р.) 280
Долега (Dolega U.) 64, 65
Доннелли (Donnelli J. Р.) 65, 66, 72,
75, 142, 146, 257, 303
Донован (Donovan R. Р.) 279
Дэви (Davey J. Е.) 285, 294, 296
Зайдель (Seidel Т.) 259
Захос (Zachos Т. Н.) 175
Зонненберг (Sonnenberg Н.) 243, 244,
247
Зулеег (Zuleeg R.) 37, 42, 296
Иида (Iida S.) 265
Инг (Ing S. W.) 276
Иордан (Jordan A. G.) 107
Исибаси (Ishibashi Y.) 216
Иеп (Yep Т. О.) 262, 330
Ним (Yim W. М.) 279
йоттен (Jotten К) 317
йош (Josh М. J.) 319
Казаринов Р. Ф. 169
Камат (Kamath G. S.) 278
Канг (Kang С. S.) 305
Канерва (Kanerva Н К) 129—133
Касано (Kasano Н.) 265
Каули (Cowley А. М.) 213, 216, 222,
224
Кейв (Cave Е. F.) 278
Кесперис (Kesperis J. S.) 278
Кёртин (Kurtin S.) 228
Клейн (Klein W.) 247, 279
Клейнман (Kleinman D. А.) 151
Кодера (Kodera Н.) 317
Конрад (Conrad R. W.) 276, 278
Корбой fCorboy J. F.) 282
Кот (Kot М. V.) 146
Кларк (Clark L. Е.) 289
Краузе (Krause G. О.) 257, 325
Крессель (Kressel Н.) 169, 182, 309
Крёмер (Kroemer Н.) 46, 50, 100, 169
Крикорян (Krikorian Е.) 287
Кросс (Cross М.) 175
Кроуэлл (Crowell С. R.) 131, 204,
206, 212, 216, 219, 229, 230
Крузе (Kruse P. W.) 47
Кузано (Cusano D. А.) 146
Курата (Kurata К.) 301, 303, 304
Куров Г. А. 285
Ладани (Ladany I.) 309
Лайт (Light Т. В.) 258, 292, 325
Лейвайн (Lavine J. М.) 229
Лейтон' (Leighton W. Н.) 223
Лепселтер (Lepselter М. Р.) 212,213
Леек (Lesk I. А.) 43
Ловенхейм (Lowenheim F. А.) 331
Локвуд (Lockwood Н. F.) 182
Лонсдейл (Lonsdale К.) 324
Лоренц (Lorenz М. R.) 306
Лоферский (Loferski J. J.) 153
Лужная Н. П. 310
Лэрэби (Larabee G. В.) 279
Людеке (Ludeke R.) 292
Лютер (Luther L. С.) 284
Мак-Кеина (McKenna J.) 175
Мак-Уортер (McWhorter А.) 175
Мак-Эйфи (McAfee К- В.) 62
Маринас (Marinace J. С.) 264, 265
Мартин (Martin D. D.) 41
Мартиыелли (Martinelli R. U.) 246
Маруяма (Maruyama М.) 278
Массальский (Massalski Т. В.) 324
Мейер (Меуег А.) 280
Мейеран (Meyeran Е. S.) 325
Мельников В. И. 133
Мельхиор (Melchior Н.) 225
Мид (Mead С. А.) 187, 188, 195, 198,
210, 213, 219, 228
Миллер (Miller К- J) 279
Милне (Milnes A. G.) 72, 74, 75, 77,
93, 142, 146, 154, 257, 258, 268, 303
Минден (Minden Н. Т.) 276
Михаэльсон (Michaelson Н. В.) *186
Молнар (Molnar В.) 293
Moop (Moore R. М.) 39 (
Морони (Moroney W. J.) 145
Мортон (Morton G. А.) 253
Мосс (Moss Т. S.) 153
Моултон (Moulton С.) 293
Мроэковски (Mroczkowski R. S.) 314,
323
Мюллер (Miiller Е. К) 37, 146, 291,
296, 326
Накаяма (Nakayama М.) 315
Наннити (Nannichi Y.) 287
Натан (Hathan М.) 168
Натансон (Nathanson Н. С.) 107
Нельсон (Nelson D. F.) 175
Николь (Nicoll F. Н.) 282
Нисинага (Nishinaga Т.) 265
Нойс (Noyce R. FI.) 175
Ныомеп (Newman R. С.) 287
ИМЕННОЙ
Ода (Oda Z.) 279
Оксли (Oxley Т. Н.) 223
Олдхем (Oldham W.) 127, 257, 278
Ота (Ota Y.) 225
Падовани (Padovani F. А.) 218, 219
Папазьян (Papazian S. А.) 281
Пауэлл (Powell С. F.) 331
Пейдж (Page D. J.) 42, 296
Перлман (Perlman S. S.) 57, 65, 71,
142
Петерсон (Peterson J. М.) 332
Пилкун (Pilkuhn М, Н.) 306
Повилонис (Povilonis Е. I.) 288
Пол (Paul W.) 292
Прайс (Price P. J.) 57
Притчет (Pritchett R. L.) 109
Пэниш (Panish М. В.) 169, 171
Пэнки (Pankey Т.) 294, 296
Райан (Ryan F. М.) 310
Райбеп (Riben A. R.) 61, 62, 65, 258,
260, 265, 267, 323
Райдаут (Rideout V. I.) 219
Райли (Riley Т. J.) 41, 42
Райсман (Reisman А.) 260, 267, 281
Райт (Wright Q. Т.) 41, 67, 71, 103,
108
Рамачандран (Ramachandran Т. В.)
145
Раньян (Runyan W. R.) 279
Раппапорт (Rappaport Р.) 151
Регер (Regehr R. W.) 277
Редди (Reddi V. Q. К.) 74
Редикер (Rediker R. Н.) 43, 64, 65,
168, 259, 313, 314, 322
Реенстра (Reenstra A. L.) 315
Риппер (Ripper J. Е.) 175
Рихман (Richman D.) 281
Ричардс (Richards J. L.) 291
Робертс (Roberts Q. Е.) 216
Робинсон (Robinson Р. Н.) 282, 284
Родерик (Rhoderick Е. Н.) 192
Pop (Rohr R.) 260
Рот (Roth Н.) 280
Рубенштейн (Rubenstein М. S.) 306,
310
Рут (Ruth R. Р.) 323
Руш (Rusch W. V. Т.) 224
Рю (Ryu I.) 285
Саймон (Simon R. Е.) 237, 247, 252,
253
Сакаи (Sakai Y.) 285
УКАЗАТЕЛЬ 425
Салливан (Sullivan М. V.) 331
Саммерс (Summers J. G.) 222
Самнер (Sumner G. G.) 218
Саул (Saul R. Н.) 307
Сах (Sah С. Т.) 74, 175
Сахаи (Sahai R.) 154
Сенешаль (Senechal R. R.) 216
Сенковиц (Senkovits Е. J.) 296
Сирафудэи (Shirafuji J.) 315
Скраггс (Scruggs D. М.) 294
Смит (Smith D. К.) 322
Снайдер (Snyder W. L.) 305
Спид (Sneed R. J.) 287
Соммер (Sommer А. Н.) 232, 233
Соренсон (Sorenson Н. О.) 224
Соши (Soshea R. W.) 229
Спайсер (Spicer W. Е.) 232, 236, 237
Спитцер (Spitzer W. G.) 187, 219
Спратт (Spratt J. Р.) 229
Стейнберг (Steinberg R. F.) 294
Стерн (Stern F.) 168
Стреттон (Stratton R.) 41, 219
Сумский (Sumski S.) 171
Сэлтич (Saltich J.) 194
Такахаси (Takahashi S.) 285
Тейлор (Taylor W. Е.) 128, 278, 327
Терри (Terry L. Е.) 194, 286
Тёрнбалл (Turnbull) 237
Тёрнер (Turner М. J.) 192
Тиг (Teague Е. Е.) 257, 325
Тихонова А. А. 286
Тойререр (Theurerer Н. G.) 278
Толмаэов В. А. 285
Томпсон (Thompson Н. W.) 315
Трамбор (Trumbore F. А.) 307
Тьетжен (Tietjen J. J.) 279
Уилкс (Wilkes Е.) 293
Унвала (Unvala В. А.) 287
Фаулер (Fowler R. Н.) 189, 244
Фелан (Phelan R. J.) 49
Фенг (Fang F. F.) 133—136
Фергюссон (Fergusson R. R.) 269
Фойт (Foyt A. G.) 44
Фойхт (Feucht D. L.) 57, 61, 77, 99,
108
Фогиль (Fogiel М.) 332
Франк (Frank G.) 242
Франкомб (Francombe М. Н.) 293
Фурукава (Furukawa Y.) 216
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
426
Хайэе (Heise В. Н.) 323
Хандельман (Handelman Е. Т.) 288
Ханнеман (Hanneman R. С.) 122, 323
Харси (Harsy М.) 310
Хаяси (Hayashi I.) 169, 182, 300
Хейл (Hale A. D.) 287
Хемпшир (Hampshire М. J.) 66, 71,
74, 133, 138
Хиллегас (Hillegas W. J.) 330
Хинкли (Hinkley Е. D.) 313
Хнраи (Hirai Т.) 301, 303, 304
Ховел (Hovel Н. J.) 77, 93, 258, 268
Хогабум (Hogaboon Q. В.) 331
Холланд (Holland L.) 331
Холлоуэй (Holloway Н.) 278, 293,
325, 326
Холоньяк (Holonyak N.) 27
Хэк (Haq Е. Е.) 286
Хэнди (Handy R. J.) 165, 166
Хэррис (Harris L. А.) 305, 326
Цайденбергс (Zeidenbergs Q.) 268
Це (Sze S. М.) 213, 230
Цеттлемойер (Zettlemoyer А. С.) 330
Цеттлер (Zettler R. А.) 213, 216, 222
Цудзимото (Tsujimoto Y.) 146
Чанг (Chang L. L.) 133, 134, 136, 137,
326, 32i
Черный (Czorny В. R.) 278
Чунг (Chung С.) 330
Черииглиа (Cerniglia N. F.) 224
Шао (Shao J.) 108
Шарфеттер (Scharfetter D. L.) 220
Шаунфилд (Shaunfield W. N.) 224
Шафер (Schafer Н.) 279
Шеер (Scheer J. J.) 233, 235—237
Шибли (Schibli Е.) 74
Шнабле (Schnable Q. L.) 330
Шокли (Shockley W.) 30, 139, 175
Шульце (Schulze R. G) 260
Шьючан (Shewchun J.) 315
Эвапс (Evans G. В.) 237
Эвинг (Ewing R. Е.) 322
Эйглер (Eigler J. Н.) 331
Эллис (Ellis В.) 153, 311
Эндрюс (Andrews J. М) 21
Эсаки (Esaki L.) 137, 257
Ю (Yu. A. Y.) 210, 213
Юббинг (Uebbing J. J.) 242, 244, 247
Явата (Yawata S.) 149
Ядус (Yadus D. К.) 77, 99, 108, 262,
268
Ямамото (Yamamoto Т.) 22F
Предметный указатель
Автолегирование 26, 259, 269
Андерсона модель 51, 137
Антистоксов преобразователь света
46
Базы время жизни 97, 99
пролета 79, 91, 92, 105
— коэффициент переноса 78, 89, 90,
92, 97
— легирование 29, 77, 99, 100
— модуляция проводимости 78
— согласование с эмиттером 29
— сопротивление 29, 78, 100, 105, 109
— толщина 85, 88, 90, 95, 97, 100
Барьера высота 55, 133, 136, 188, 191,
194, 197, 202, 243
Берга — Баррета геометрия 324
«Болтающиеся» связи 23, 74, 118,
257
Больцмана соотношение 30
— статистика 125
Бромистый метанол 262
Брэгга закон 323
Бюргерса вектор 257
Вероятность выхода 240, 241, 249
Время накопления неосновных носи¬
телей 81
«Встроенное» поле 40, 153, 168, 193
Выгорание 222
Вюрцита структура 38, 293
Ганна эффект 297, 330
Гетеропереходы 15, 51, 137, 146
— Андерсона модель 51
— в инжекционных лазерах 50
— изотопные 117, 137, 146
Гомопереходы 88, 90, 153, 175, 224,
322
Горячие электроны 228, 229
Граница раздела 21, 33, 42, 51, 65,
72, 74, 83, 84, 86, 89, 93, 99, 119,
122, 125, 133, 171, 327
«Дефектные» компоненты тока 82,86
«Диагональное» туннелирование 175
Дин од 253, 254
Дислокации 72, 97, 121, 256,302,307,
316, 324
Диспропорционироваиие 69, 264, 268
Диффузии длина 91, 231, 237, 240
• Диффузия 57, 91, 237, 262
Диэлектрическая проницаемость от¬
носительная 19, 22, 51, 108, 128
Диэлектрический триод 41
Дополнительный фазовый множитель
105, 107
Дрейфовое поле 40, 79, 88, 90
Емкость 59, 69, 73, 74, 108, 189, 216
— диодов с барьерами Шоттки 216,
222
— п — и-структур 127, 128
Запрещенная зона 16, 17, 22
Избыточный ток 61, 135
Инжекции эффективность 28, 78, 84,
86, 88, 89, 97, 101, 107
Йодный транспорт 127, 261, 264
Квантовая эффективность 33, 44, 78,
144, 179, 232, 235
Квантовомеханическое отображение
83, 120, 230
Квантовый выход 239, 241
Коллектора время пролета через
обедненный слой 80, 105, 112
— емкость 80, 105, 109
— объемное сопротивление 80
— постоянная времени 105
— умножение 78
Контакты AlAs 336
— AlxGai_iAs 336
— CdxHgi-iTe 340
— CdS 339, 340
428
ПРЕДМЕТНЫЙ указатель
Контакты CdSe 340
— CdTe 340
— GaAs 336
— GaAsxPi—* 338
— GaP 338
— Ge 333
— HgTe 340
— PbTe 341
— Si 334
— SiC 341
— ZnS 340
— ZnTe 340
Косселя линии 313, 323
Коэффициент термического расшире¬
ния 22, 154, 258, 259, 273, 275, 324,
330
Кристаллическая структура 256
Лауэграммы 303, 323, 324
Ловушки 61, 81, 86, 99, 149, 216, 242
Металл — полупроводник контакт
119, 120, 124, 134, 184, 193, 200
Минимумы зоны проводимости 239
Модуляция проводимости 31, 92
Накопление заряда 214, 220
Напряжение 21, 39, 81, 258, 303, 329
— между базой и эмиттером 69
Обедненный слой 80, 122, 229
Обогащенный слой 137
Обратный ток 30, 59, 62, 79
Ограничивающий барьер 173, 175
Оже-спектроскопия электронов 242,
326, 327
Оже-транзистор 45
— эффект 45, 246, 326
Окна эффект 31, 32, 139, 143, 153, 166
Омические контакты 27, 137, 165, 185,
327
Оттеснение, тока эмиттера 29
Охранное кольцо 210, 214, 215, 222,
225
Перекрестное легирование 27, 259,
304
Переход база — коллектор 97
— база — эмиттер 30
Поверхностная рекомбинация 75, 78,
90, 120, 135, 143
Поглощения глубина 201
— коэффициент 237
Подвижность 22, 42, 89, 99, 104
— электронов 84, 271, 274, 285, 296,
306
Подложки 260, 271, 285, 288, 302
— аморфные 284
Пороговая плотность тока 175—179
Постоянная решетки 17, 21, 24, 74,
97, 313, 316
Потери на объемную рекомбинацию
154
Просветляющая пленка 157, 158
Пуассона уравнение 19, 53, 69, 204
Радиационная устойчивость 78, 82,
150
Растрескивание 258, 278, 303
, Расширения коэффициент 17,154,258,
259
Резкий переход 108
’Рекомбинация 21, 42, 63, 74, 78, 83,
151, 153, 173, 248, 249
Ричардсона константа 200, 206
Саха — Нойса — Шокли модель 175
Сечение захвата 6, 75, 92
Силы изображения 200, 203, 206, 216
Сколотая поверхность 69, 127. 192,
261, 303
Собирания эффективность 159, 161
Солнечные элементы 139, 144, 149,
150, 153, 158, 161, 166
Состояния в запрещенной зоне 61
Сплавление 115, 256, 303, 311, 315,
317, 329
Средняя длина свободного пробега
229, 231, 250, 251, 254
Сфалерита структура 293
Темновой ток 231, 242
Термическое разложение 237, 293,
297
Термоэлектронная эмиссия 200, 206,
242
Тефлон 27, 263, 269
Травление 260, 261, 271, 275, 321,
322
Транзисторы 15, 69, 74, 77, 115, 226
— с вплавными переходами 226
Туннелирование 23, 34, 50, 58, 60, 62,
63, 68, 87, 88, 126, 136, 147, 200
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
429
Усиления по току коэффициент 28,
43, 78, 88, 96, 103
Фаулера эмиссия 189
Ферми уровень 115, 129, 195, 202, 240
Фотодиоды 31, 43, 74, 139, 149, 188,
224
— лавинные 225, 255
Фотокатоды 190, 231, 233
Фототранзисторы 31, 43, 139
Фотоэлементы 142
Халькогепиды 36
Химически обработанные поверхно¬
сти 192, 285
Холодный катод 254
Хромовая кислота 321
Частотная характеристика 30, 79, 101,
114, 116, 222
Черенковские счетчики 254
Широкозонные эмиттеры 17, 28, 76
Шокли модель 139, 141
Шоттки барьеры 34, 53, 129, 138, 146,
192, 203, 207, 210, 213, 215, 216,
220, 223, 226, 227
Эйнштейна соотношение 92
Электрический диполь 72, 120, 243
Электролитическое осаждение 330
Электронное сродство 19, 22, 51, 71,
184, 243, 251
Электронный микрозонд 322
Электроотрицательность 186, 194, 197,
328
Эмиттер — база емкость 100, 105, 107
Энергетические диаграммы 17, 103,
122, 231, 328
Эпитаксиальное выращивание 101,
115, 127, 256
из раствора 65, 72, 171, 173,
180, 242, 256, 297, 319, 329
методом йодного транспорта
264
— испарения 284
— распыления 284, 293
Al*Gai_*As 173
AlSb 292
— — CdS 284
CdTe 292
— — GaAs 269
Эпитаксиальное выращивание
GaAsi-iPi 276
GaiIni_*As 276 —
GaP 276
GaSb 279
Ge 264, 285
InAs 292
r InP 282, 292
InSb 291
Si 280, 287
Ag—O—Cs 231, 233
Al—CdS 339
— GaAs 190, 217, 218, 317
— GaSb 317
— «-Si 211, 334
AlAs 22, 171
— GaAs 24, 170, 317
AlxGa,_*As 170, 174, 181, 183, 300,
327, 336
— GaAs 28, 50, 145, 168
Al*Gai_xP 153, 309, 317
— GaP 170
A1203 296, 307
A1P—GaP 317
As 259, 269
AsCl3 268, 278
Au 89, 216
— GaAs 208, 218, 219, 336
— Ge 336, 339
— Si 208, 209, 218, 334, 337, 338
BaF2 292
ВаТЮз 38
Bi—Ag—O—Cs 231
В12Тез 293
CdxHgi_xTe 340
CdS 22, 27, 35, 41, 146, 195, 230, 284,
296, 310, 321
— CdTe—Те 36
— Cu2S 27
— Ge 27
— Si 27, 42, 77, 104
— SiC 27
— ZnS 27
— ZnTe 27
CdSe 22, 35, 230, 292
— Ge 27, 138
— HgSe 317
— ZnSe 27
— ZnTe 26, 36
CdTe 22, 36, 144, 146
— Cu2Te 27, 144
— HgTe 27
Cs 231—235, 242, 243, 246
CsF 246
(Cs)Na2KSb 231
430
предметный указатель
Cs20 233, 243
Cs3Sb 231, 233, 253
Qa—As—Al 170, 307
GaAs 22, 151, 158, 159, 161, 162, 208,
219, 230, 241, 248, 262, 265, 275, 282
283, 291, 295, 313
— GaAsxPi-x 27, 145 ,
— Gai_*InxAs 27
— GaP 310
— GaSb 137, 313
— Ge 15, 25, 27, 34, 47, 57, 65, 67,
99, 119, 133, 136, 155, 159, 161,
164, 257, 267, 313
— InAs 265, 321
— InP 27, 321
— InSb 27, 313
GaAsxSbi-* 245, 318
GaCl3 275
GaN 321
GaNxAsi-xGaAs 145
GaP 22, 145, 230, 251, 257, 259, 268,
276
— Ge 28, 137
— Si 25, 100, 137, 155, 159, 164
GaSb 244, 279, 313, 321
— AlAs—GaAs 317
— InAs 313
GaSe 198
Ge 22, 38, 60, 73, 76, 83, 90, 93, 100,
111, 206, 223, 230, 257, 259, 267,
270, 273, 292, 302, 304
Ge—GexSii_x 27, 77, 100, 282
— Si 23, 28, 66, 72, 119, 139, 147, 257
— ZnSe 25, 31, 43, 69, 82, 93 99, 119,
155, 159, 161, 164
HgTe 292. 340
InAs 22, 282, 292, 321, 338
InAsxPi-x 247
«InP 282. 321 339
InSb 22, 24, 50, 279, 292, 313, 321, 339
KCN 263
Kel-F 263
MgO 250
Mn2As 318, 319
Na2KSb 231
NaOCl 261, 281, 321
NaOH 321
PbTe 22, 24, 293, 341
PCI3 278
Si 22, 24, 38, 80, 100, 169, 195, 214,
230, 267, 278, 288, 301, 302, 321
— CdTe 28
— ZnTe 28
SiC 22, 321, 341
SiO 158, 159, 296
Si02 159, 197, 278
W 233, 243
ZnCdS47
ZnS 22, 36, 194, 310, 321, 328, 340
ZnSe 22, 35, 36, 43, 74, 85, 259, 262,
271, 273, 310, 321, 340
ZnTe 22, 36, 321, 340
Оглавление
Предисловие редактора русского издания . 5
Предисловие авторов . 7
Список основных обозначений . . 9
Г лава 1. Основные представления о полупроводниковых гетеропереходах 15
1.1. Гетеропереходы 15
1.2. Построение энергетической диаграммы гетероперехода ... 17
1.3. Гетеропереходные полупроводниковые пары 21
1.4. Основные параметры приборов с гетеропереходами 28
1.5. Другие устройства на гетеропереходах 33
1.6. Оптические свойства гетеропереходов и преобразование изо¬
бражения 46
1.7. Гетеропереходы в инжекционных лазерах; структуры
GaAs/AlxGai-xAs 50
Глава 2. Модели полупроводниковых р—п-гетеропереходов 51
2.1. Модель Андерсона п — р- и р — «-гетеропереходов 51
2.2 Исследование гетеропереходов «—р Ge—GaAs 57
2.3. Механизмы рекомбинации и туннелирования в гетеропереходах 63
2.4. Исследования емкости гетеропереходов «— рир — «. . . . 69
2.5. Рекомбинация через состояния на границе раздела 74
Глава 3. Гетеропереходные транзисторы 77
3.1. Преимущества идеализированных гетеропереходных транзисто¬
ров 77
3.2. «Дефектные» компоненты тока, ожидаемые в гетеропереходных
транзисторах 82
3.3. Характеристики гетеропереходных транзисторов из ZnSe—Ge 93
3.4. Потенциальные возможности гетеропереходных транзисторов 100
Глава 4. Изотипные (п — п, р — р) гетеропереходы 117
4.1. Введение 117
4.2. Диаграмма энергетических зон «— «-перехода при наличии со¬
стояний на границе раздела 122
4.3. Подтверждение модели энергетических зон измерениями емко¬
сти 127
4.4. Исследования гетеропереходов «—« Ge—Si как двойных
барьеров Шоттки 129
4.5. «—«-гетеропереходы германий — арсенид галлия 133
4.6. Другие исследования изотипных гетеропереходов 137
Глава 5. Оптические свойства гетеропереходов и гетеропереходные лазеры 139
5.1. Введение 139
5.2. Действие фотоэлемента с р — «-гомопереходами 139
5.3. Гетеропереходные р — «-фотоэлементы 142
5.4. Оптические свойства изотипных «— «-гетеропереходов . . . 146
5.5. Солнечные элементы с поверхностным гетеропереходным слоем 149
5.6. Анализ гетеропереходных солнечных элементов 153
5.7. Гетеропереходные лазеры на системе GaAs—AUGai-zAs . . 168
Глава 6. Барьеры металл — полупроводник 184
6.1. Модель Шоттки 184
432
ОГЛАВЛЕНИЕ
6.2. Определение высоты барьеров 188
6.3. Высоты барьеров, наблюдаемые у различных полупроводников 194
Глава 7. Свойства перехода металл — полупроводник 200
7.1. Характеристики, определяемые эмиссией через барьер .... 200
7.2. Понижение барьера под действием поля и сил изображения 202
7.3. Поток носителей в области барьера 204
7.4. Экспериментальные характеристики 207
7.5. Диоды Шоттки с охранными кольцами из р — «-переходов . . 213
7.6. Исследования понижения барьера за счет эффекта поля . . . 216
7.7. Термоэлектронное туннелирование и другие вопросы .... 218
7.8. Поток неосновных носителей 220
7.9. Применения переходов металл — полупроводник 222
Глава 8. Фотоэмиссионные катоды с высокой эффективностью 231
8.1. Введение 231
8.2. Фотокатоды из р+-GaAs с цезиевым покрытием 233
8.3. Исследования барьеров на фотокатодах АщВ\ для расши¬
рения области инфракрасной чувствительности 242
8.4. Вторичные эмиттеры для фотоумножителей 249
8.5. Электронные эмиттеры с холодным катодом 254
Глава 9. Изготовление гетеропереходов 256
9.1. Обсуждение методов изготовления гетеропереходов 256
9.2. Системы для выращивания с использованием диспропорциони-
рования иодида 264
9.3. Транспортные системы с использованием НС1 268
9.4. Выращивание с помощью водородных соединений и водяного
пара 280
9.5. Выращивание гетеропереходов методом вакуумного испарения
и распыления 284
9.6. Выращивание гетеропереходов из растворов 297
9.7. Получение гетеропереходов методом сплавления 311
9.8. Техника измерений 319
9.9. Омические контакты с полупроводниками 327
Библиография 342
Именной указатель 423
Предметный указатель 427
А. Милне, Д. Фойхт
ГЕТЕРОПЕРЕХОДЫ
И ПЕРЕХОДЫ МЕТАЛЛ-ПОЛУПРОВОДНИК
Редактор В. Самсонова
Художник В. Шаповалов
Художественный редактор Е. Самойлов
Технический редактор И.Дерва
Корректор С. Лебедева
Сдано в набор 7/VIII 1974 г. Подписано к печати I5/XI 1974 г. Бумага тнп. № 2 60Х90'/ц=
= 13,50 бум. л. 27 печ. л. Уч.-изд. л. 22,26 Изд. № 2/7370 Цена 2 р. 44 к. Зак. 285.
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
Москва, 1-й Рижский пер.. 2
Ордена Трудового Красного Знамени Ленинградская типография № 2 им. Евг. Соколовой
Союэполиграфпрома при Государственном комитете Совета Министров СССР по делам
издательств, полцграфии цкнцжной торговли.198052, Ленинград, Л-52, Измайловский пр., 29.