Особенности фотопроводимости монокристаллов сульфида кадмия при ко

--PAGE_BREAK--С увеличением длины волны излучения поглощение света происходит на большей глубине (вне слоя объемного заряда) или даже во всем объеме селенида кадмия.
Таким образом, концентрационный механизм коротковол­нового гашения проводимости, обусловленный разделением электронно-дырочных пар электрическим полем омического контакта, может играть доминирующую роль по сравнению с эффектом уменьшения подвижности электронов, хотя и не исключает последнего.
Коротковолновое гашение проводимости особенно сильно проявляется при положительной полярности на исследуемом электроде.
Следует отметить, что на ряде образцов величина фотопроводимости уменьшалась после длительного (в течение нескольких часов) пребывания образца в темноте. При этом уменьшалась и темновая проводимость. Указанное обстоятельство позво­ляет считать, что исследуемый эффект представляет в ряде случаев коротковолновое гашение остаточной проводи-мости. Остаточная проводимость в пленочных образцах может воз­никать вследствие неоднородности их структуры.
Рентгеноструктурные и электронно-микроскопические исследования показали, что образцы состоят из кристаллитов в форме стол­биков селенида кадмия гексагональной модификации, ориен­тированных осью с перпендикулярно подложке. На границе этих кристаллитов могут возникать слои, обедненные носите­лями заряда вследствие очувствления селенида кадмия ак­цепторной примесью меди в количествах, превышающих
 пре­дел растворимости меди, что приводит к разделению элект­ронно-дырочных пар, генерированных светом, и появлению остаточной проводимости в каждом из таких столбиков (рис. 1.3., область 3).
Размеры кристаллов сравнимы с радиусом эк­ранирования. Линии электрического тока параллельны межкристаллитным прослойкам; отсутствие пересечения прослоек линиями тока создает благоприятные условия для запасания проводимости в области 3. При этом электроны и дырки, раз­деленные на барьерах, захватываются на глубокие уровни в областях 3и 4соответственно. Захват электронов в области 3приводит к повышению ее проводимости, сохраняющемуся длительное время из-за на­личия рекомбинационного барьера на границе областей 3и 4, препятствующего рекомбинации электронов с дырками, находящимися в области 4.
Уменьшение остаточной про­водимости происходит в об­ласти 5вблизи омического контакта 1в результате ре­комбинации «запасенных» на глубоких уровнях элек­тронов со свободными дыр­ками.
Таким образом, экспериментальные результаты показыва­ют, что объяснение эффектов изменения фотопроводимости в пленочных сэндвич-структурах из селенида и сульфида кадмия возмож­но только на основе рассмотрения условий неоднородного фотовозбуждения.
1.5 Обогащенный контактный слой в отсутствие тока
В соответствии с работой [7] рассмотрим распределение потенциала в случае обо­гащенного контактного слоя (eukкТ) (рис. 1.4). При этом удобно раздельно рассматривать область вблизи объемного заряда контакта 1 и остальную толщу полупроводника 2, где зоны можно считать уже неискривленными. Тогда мы имеем
                                              (1.1)
и уравнение Пуассона:
 
где nk – концентрация электронов на поверхности.
 Умножая обе части этого уравнения на /dx и интегрируя по  получаем
                  
Постоянная интегрирования С определяется из условия, что на границе обеих областей
                                 φ=uk,   =0
Поэтому

Отсюда видно, что, вследствие условия (1.1), для области вблизи контакта постоянной С можно пренебречь по сравнению с пер­вым слагаемым. Поэтому

Так как мы рассматриваем обогащенный слой в электрон­ном полупроводнике, то φ х, а, следовательно, нашей задаче соот­ветствует знак минус. Интегрируя это уравнение еще раз по х в  пределах  от  0  до х,  находим распределение потенциала в виде
                                  (1.2)
где  а есть характеристическая длина:                                                                                                          
С точностью до множителя 2-1/2 это есть не что иное, как длина экранирования, в которой, однако, концентрация электронов в глубине образца п0замене­на ее значением на контакте пк. Таким образом, потенциал вблизи контакта из­меняется по логарифмическому закону. Распределение концентрации электронов выражается соотношением
                           (1.3)
Вдали от контакта (область 2)
φ=uk,  
Распределение потенциала и концентрации электронов в слое по­лупроводника между двумя одинаковыми металлическими электродами с обогащенными слоями схематически показано на рис. 1.4.
Таким образом, прилегающие к металлическим электродам слои полупроводника, толщина которых ~ а, могут “заливаться” носителями заряда. При этом концентрация носителей вблизи контактов, как показывает формула (1.3), не зависит от их концентрации в глубине полупроводника, которая может быть как угодно мала (изолятор). Поэтому электропроводность такого контакта может быть велика, даже если удельная электропроводность полупроводника (в отсутствие контакта) ничтожно мала, например, в случае широкозонных CdS, CdSe, ZnS и т.д.

ГЛАВА 2
Энергетическая структура омического контакта в присутствии неравномерно распределенных электронных ловушек
2.1. Влияние ловушек на структуру барьера.
 Предварительный анализ

В п. 1.5 рассмотрен контакт металла с полупроводником в общем случае. Если он формируется для высокоомного полупроводника, то в силу значительного отличия проводимостей практически вся область пространственного заряда (ОПЗ) находится в его приконтактном слое. Если работа выхода для металла много меньше работы выхода для полупроводника, то скачка энергии ∆Ес(0) не будет. Искривление дна зоны начинается при х=0 (рис. 2.1) и φк=F.
 SHAPE  \* MERGEFORMAT
Пусть в такой полупроводник введены электронные ловушки Nt, концентрация которых уменьшается от поверхности вглубь объема по закону
                                         (2.1)
где Nt0 – это их концентрация на геометрической поверхности, а l0 – характерная длина, показывающая, на каком расстоянии число ловушек убывает в  е раз.
Энергия активации этих ловушек Ес–Еt. Тогда, непосредственно у контакта (область I рис. 2.1), ловушки оказываются под уровнем Ферми. Такие ловушки сильно заполнены электронами независимо от концентрации свободного заряда. На самой поверхности расстояние их от энергии Ферми и, следовательно, заполнение будет максимальным. Поэтому в точке х=0 появление таких ловушек концентрации свободных электронов и распределение энергии не поменяют. По-прежнему они описываются формулами (1.2) и (1.3).
Как видно из рис. 2.1, чем больше глубина ловушек Ес–Еt, тем шире область I, обогащенная электронами, поскольку до больших координат х ловушки находятся под — и в области уровня Ферми.
При этом, как будет подробнее показано в п.2.2, чем больше первоначальная концентрация ловушек Nt0, тем круче уходит вверх зависимость  . Оба эти фактора, действуя совместно, должны обеспечивать большую высоту образовавшегося барьера (см. п.2.2).
Наоборот, в глубине объема при x > L1появление электронных ловушек ситуацию изменит существенно. Ловушки заполнены частично и способны захватить дополнительный заряд. При этом концентрация свободного заряда, первоначально составляющего п0 (кривая 1 рис. 2.1а), должна уменьшаться, что сопровождается увеличением расстояния от дна зоны проводимости до уровня Ферми.
Рассмотрим край фронта распространения примеси Nt (область III рис 2.1а). Концентрация ловушек в области x = L1 исчезающе мала (см. формулу 2.1) поэтому в целом она остается электронейтральной. Часть свободного заряда переходит на ловушки. Уравнение электронейтральности в этом случае выглядит так:
                         (2.2)
С учетом того, что численно концентрация ионизированных доноров  равна n0, из (2.2) получаем

где φ(x) → 0 небольшое возмущение края зоны проводимости. Тогда, раскладывая в ряд экспоненту, определяем:

откуда
                         (2.3)
По мере уменьшения координаты x в сторону поверхности, значение энергии края зоны проводимости возрастает, хотя и не очень значительно. Даже если весь свободный заряд n0, перейдет на ловушки
                                     (2.4)
то φ=kT  (на границе областей II и III)
Указанных процессов на краях ОПЗ достаточно для предсказания изменения распределения потенциала. Если в глубине объема кривая потенциала Ес(x)устремляется вверх, а на самом контакте с металлом приходит в ту же точку, где находилась без учета ловушек, то в целом профиль ОПЗ должен иметь вид колоколообразного максимума (кривая 2 рис. 2.1а). Причем его ширина контролируется только глубиной проникновения электронных ловушек, определяемой технологическими факторами обработки кристалла.
2.2. Распределение энергии в приконтактных слоях
полупроводника с ловушками для электронов
                                                                     
Определим профиль барьера в области I рис. 2.1а с помощью уравнения Пуассона
          (2.5)
где φ – энергия (поэтому в коэффициенте перед квадратной скобкой   применено е2). = n0
          (2.6)
Отметим, что отрицательные значения второй производной указывают на вогнутость функции φ1 в пределах области I.
Первое интегрирование (2.6) приводит к выражению
               (2.7)
После второго интегрирования
                     (2.8)
Значения констант С1 и С2 можно определить из сравнения с распределением (1.2) для чистого полупроводника.
При использовании для контактов металлов с возможно малой работой выхода (1.1) значение скачка на границе ∆E(0)→0. В этом случае при х=0         Eс-F=0  и
 nk ≈ Nc = 1019см-3                             (2.9)
Согласно [9] величина трансляции периодической решетки, например, для CdS равна 4,13Å для структуры вюрцита и 5,82Å для структуры цинковой обманки. Примем для оценочного параметра величину 5Å. Тогда для подрешетки кадмия она составляет ~ 10Å. Объем такой ячейки составляет      ~10-21см3. Это дает концентрацию кадмия на поверхности ~ 1021см-3. Неизвестно, сколько атомов кадмия взаимодействует с плазмой коронного разряда в предполагаемом ходе создания ловушек (см.п.3.1.). Принимая это количество за 0,1÷1% от общей величины из сравнения с (2.9) получаем, что на поверхности справедливо
Nt0 ≤nk                                                   (2.10)
Учитывая также расчеты, приведенные в п. 2.1, относительно заполнения ловушек без изменения концентрации свободного заряда, будет справедливо

или из (2.7) и (1.2)

откуда при х=0 получаем

и                                                     (2.11)
Величину константы С2 в (2.8) легко найти из условия φ1(0)=0. Из него следует (см. 2.8).

откуда
                           (2.12)
Окончательно (2.8) с учетом (2.11) и (2.12) приобретает вид
 (2.13)
Полученное выражение слишком громоздко для дальнейшего анализа. Поэтому будем считать, что величина l0 в распределении ловушек достаточно велика, а точка сшивания с функцией φ2 (x) (т.е. ширина области I) лежит при координате, меньшей радиуса экранирования а.
Тогда                                 и    
Из (2.13) получаем выражение
                                  (2.14)
на которое, как и следовало ожидать, не влияют параметры ловушек l0 и Nt0. В приповерхностном слое распределение энергии в барьере представлено практически прямой линией с наклоном 2kT/a.
При этом график φ1(x) лежит выше кривой 1.рис.2.1а. Это легко понять, если оценить скорость примеси с координатой:
Из (1.4) и (2.1) имеем

и                                            
Откуда при х=0

для 2 l0>a и принимая во внимание (2.10). Т.е. с самого начала с ростом координаты концентрация свободного заряда падает быстрее концентрации ловушек.
2.3. Структура барьера в истощенном слое
В центральной части барьера свободный заряд практически отсутствует и концентрация электронов на ловушках значительно превышает число ионизированных доноров, поскольку для этих расстояний х число самих ловушек еще достаточно велико. Тогда ; n(x) в этом случае плотность заряда

где f(x) – вероятность заполнения ловушек, в соответствии с формулой Ферми – Дирака, равная

Здесь учтено, что энергия активизации ловушек в глубине полупроводника Et-E>>kT и соответственно
Преобразуя выражение
,
получим

где первая экспонента, связанная с энергией активизации ловушек, с координатой не изменяется, а показатель второй экспоненты зависит от х.
Окончательно

и уравнение Пуассона имеет вид
                           (2.15)
где                                                              (2.16)
Видно, что во всей этой области вторая производная отрицательна. Кривая вогнута. Используем подстановку
                                 (2.17)
                           (2.18)
                                (2.19)
    продолжение
--PAGE_BREAK--Домножая (2.15) на  и используя (2.18) имеем
                                     (2.20)
Домножим (2.20) на:

откуда

или

После интегрирования
                         (2.21)
Значение С1 можно получить в положении максимума, где = 0. Тогда из (2.18) и (2.21)

На восходящей кривой, где xи  φсправедливо (см.2.17)
                                     (2.22)
Для достаточно резких барьеров на ниспадающей части величины x иx max  одного порядка, а φ. поэтому условие (2.22)остается справедливым и здесь. В целом формула (2.21) учитывая (2.22) приобретает вид
     
откуда
                                     (2.23)
В соответствии с (2.13) на восходящей части кривой
                                                                                         (2.24)
На спадающей части для всех
                                                                
(т.е. медленного спада), выражение (2.24) остается в силе. Тогда в (2.23) следует оставить знак «-». Для него

Или
                                                                    (2.25)
Интегрируя (2.19) определяем
                                                            (2.26)
Подставляя (2.12) в (2.20) и упрощая выражение, получаем
                                     
Или

Окончательно
                                     (2.27)
2.4. Детализация явного вида функции
 распределения энергии
Для удобства выпишем сшиваемые функции в точке х0.
                                                                             (2.28)
                             (2.29)
где                                                    
Из равенства производных в точке сшивания
                                                
получаем

оттуда для больших l0, когда 
                                                                  (2.30)
Отсюда
                                                                         (2.31)
Подставляя его в выражение     φ1(х0)= φ2(х0)  находим (см.2.28 и 2.29):
 (2.32)
Во втором слагаемом справа в (2.32) учтена зависимость (2.30). Сокращая на 2kT и приведя подобные, получаем:
                             
или для 
                                        (2.33)
Если нарастающая часть барьера достаточно резкая, то значение х0в (2.31) не велико по сравнению с а. В этом случае из сравнения (2.31) и (2.33) следует  и окончательно
                                                         
                             (2.34)
(см. 2.27)
Как видно из (2.34) в максимуме, когда

                                                                    (2.35)
Ширина нарастающей части барьера и, следовательно, напряженность поля здесь контролируется параметрами распределения ловушек2l0. подставляя (2.35) в (2.34) получаем значение функции φ2 в максимуме:
                                      (2.36)
Чем больше 2l0, тем выше барьер.
Зависимость от начальной концентрации ловушек Nt0 и их энергии активации Eс — Et определяется величиной . Из (2.36) следует, что с увеличением этих параметров высота барьера также возрастает линейно пропорционально (Eс — Et) и логарифмически пропорционально Nt0.
Общую ширину ОПЗ можно найти из (2.29) для значительных координат х, когда φ2(х)=0. В этом случае после сокращения на 2kT получаем
                                                                 (2.37)
Здесь учтено, что по условиям задачи ловушки диффундируют дальше L1 и уже в максимуме координата  xmax>a. Уравнение (2.32) не позволяет в явном виде получать зависимость L2(l0, A), но допускает выявить тенденции этой зависимости с помощью методов, заимствованных из теории чисел.
Представим (2.37) в виде
                                                             (2.38)
Пусть не изменяется тип ловушек (т.е. фиксируется А), но за счет технологических приемов возрастает l0. В этом случае, поскольку правая часть не изменяется, а знаменатель первого слагаемого увеличивается, значение L2 должно возрастать, хотя и не пропорционально. Если бы L2 не изменялось, левая часть (2.38) тоже уменьшалось. Это следует из

Наоборот, пусть l0=const, а величина А увеличивается. Тогда левая часть в (2.38) должна возрастать. Поскольку логарифмическая функция y=lnL2 изменяется медленнее линейной , в целом L2  увеличивается. С ростом концентрации ловушек на поверхности Nt0 и их энергии активации    Eс — Et ширина ОПЗ увеличивается.
Отметим при этом, что для такого вывода важно одновременное увеличение обоих параметров. Принципиально возможна ситуация когда более глубоких ловушек (больше) на геометрической поверхности мало (Nt0  меньше). Поскольку величина Nt0 управляется технологически, этой конкуренции можно избежать.
2.5. Энергетический профиль барьера в объеме полупроводника
Явный вид восходящей части барьера φ1(х) получен в зависимости от параметров a, nk(см. п.1.5-2.1) на поверхности полупроводника на основе допущения (2.10) (см. п.2.2) справедливого также на поверхности. После сшивания в точке х0 явный вид функции φ2(х) в глубине объема также оказался связанным с состоянием поверхности (см. 2.5).
Стандартная процедура сшивания в глубине объема функций φ2(х) иφ(х)  [см. формулы(2.7) и (2.4)]
                                              
приводит к слишком сложной системе уравнений
             (2.39)
которую можно решить только численными методами.
И даже весьма естественное предположение, что в точке сшивания х00 весь свободный заряд n0 переходит на ловушки (см. ф-лу 2.4)
                                                                                          
не улучшает ситуацию, поскольку превращает второе уравнение (2.39) в бессмысленное
                                                
Поэтому был применен искусственный прием. Значение функции в максимуме при х=хm

откуда

и                                                           
что после подстановки в φ2(х) дает

и в максимуме (х=хm)
                                             (2.40)
Видно, что чем ближе к границе раздела образуется барьер (хm  убывает), тем он выше. С ростом концентрации ловушек Nt0 и их глубины Eс — Et (т.е. А возрастает) барьер тоже увеличивается. Что совпадает с полученным ранее.
В точке сшивания барьерной функции φ2(х) с функцией в квазинейтральной области φ(х) как было показано в п.2.1 φ≈kT. Поэтому можно считать, что х00 определяет общую ширину ОПЗ: х00=L2. Получаем:

или                               
причем L2>>l0 и, следовательно
тогда
                                                             (2.41)
Из (2.40) следует, что для высокого барьера требуются минимальные значения xm. Тогда, согласно (2.41)

или                                        
после логарифмирования
                         (2.42)
поскольку    из (2.36) следует

или
                                                      (2.42а)
Ширина области пространственного заряда увеличивается с ростом 2l0, что также совпадает с полученным ранее.
2.6. Влияние освещения на профиль барьера
При освещении полупроводника за счет неравновесных носителей степень заполнения электронных ловушек увеличивается. Будем считать, что интенсивность света достаточно велика. Тогда ловушки уже заполнены полностью и распределение заряда на них полностью совпадает с распределением самих ловушек.

В то же время обычного фотовольтаического уменьшения барьера из-за влияния зарядов свободных носителей не происходит.
Отметим, что в области I и III, очевидно, освещение ситуацию не поменяет, поскольку, как и раньше, ловушечные уровни уже заполнены, в первом случае потому что находятся ниже уровня Ферми, а в третьем, потому что их мало.
Остается решить уравнение Пуассона для второй области
            (2.43)
в котором, как и в темноте, тем более справедливо  и  
Решением (2.43) будет
                           (2.44)
Значение С2 можно определить, используя тот же прием, который мы применили в п.2.4. Для очень больших значений х на краю распределения ловушек x»L2 значение функции φ2=0. Отсюда
                    (2.45)
Для всей первой области и возрастающей части барьера в силу xэкспоненциальной частью (2.45) можно пренебречь по сравнению с первым слагаемым в (2.44). Имеем

Константу С1 найдем из условия сшивания в точке х0, причем сама координата х0 на свету уже может быть другая:

С учетом (2.14)
               (2.46)
Из второго уравнения (2.46)
                      (2.47)
Подставляя это значение в первое уравнение системы (2.46) и принимая во внимание
                                        (2.48)
находим
        (2.49)
применяя (2.48) еще раз из (2.49) определяем

откуда

Тогда (2.47) можно записать как

или, принимая L2>l0 окончательно

и                                    (2.50)
В максимуме, когда

Откуда

и                                                     (2.51)
Видно, что, как и в темноте, с увеличением l0 в распределении ловушек положение максимума смещается вправо.
Подставляя (2.51) в (2.50) находим после преобразования
(2.52)
Освещение не меняет ширины области пространственного заряда, которая, как и раньше, контролируется только глубиной распространения ловушек. Тогда мы вправе применить (2.37)
 
в котором константа А определяется (2.16) как

Тогда выражение в квадратных скобках в (2.52) имеет вид

С учетом этого (2.52) упрощается:
               (2.53)
величина aи  L2>l0. Полагая для простоты сравнения
                                        (2.54)
видим, что первое слагаемое в (2.53) почти точно соответствует первой компоненте в темновой функции (2.36)

с учетом (2.16) расписывается в виде
    (2.55)
Из совместного рассмотрения (2.51), (2.35) и (2.54) следует

В таком случае (2.55) представим как
        (2.56)
где В – некоторая константа меньшая или близкая к единице.
Формула (2.56) позволяет сравнить второе слагаемое с выражением в формуле (2.53). С учетом того, что  и к тому же управляется технологически, получим, что на свету барьер оказывается несколько выше.

ГЛАВА 3
Фотоэлектрические свойства кристаллов, обработанных в газовом разряде
3.1 Технология легирования образцов
Обычно введение леганта в полупроводник производится нанесением соответствующего вещества на поверхность в избыточных количествах с последующим разогревом. При этом за счет градиента концентрации стандартным механизмом диффузии вещество транспортируется вглубь полупроводника.
В работе [2] описан способ создания электронных ловушек на поверхности полупроводника за счет обработки ее газовым разрядом. Преимущества этой методики связаны с присутствием электрического поля при технологических операциях. Варьируя величину и направление этого поля можно контролировать процесс внедрения дефектов и профиль их распределения.
Повышение температуры в некоторых пределах облегчит этот процесс. При этом существуют некоторые пороговые значения разогрева, выше которых за счет энергии активации ловушки теряют заряд и перестают реагировать на приложенное поле. Очевидно, что в этом случае преимуществом обладают глубокие ловушки, позволяющие за счет теплового возбуждения решетки увеличивать в большей мере подвижность примесных ионов.
Возбуждение полупроводника собственным светом также активизирует процесс легирования, поскольку в этом случае должна возрастать доля ловушек, захвативших заряд.
В [8] приводятся данные, указывающие на значительную миграцию ионов примеси в широкозонных полупроводниках в полях порядка 105 В/м.
Комбинированное воздействие теплом и светом может существенно понизить эту напряженность поля для формирования в контролируемых условиях распределения примеси вида (2.1б).
Помимо создания электронных ловушек и управляемого процесса внедрения их в объем полупроводника, предлагаемый метод обработки в коронном разряде способствует образованию доноров на поверхности образца [3]. То же электрическое поле, которое способствует оттоку электронных ловушек, аккумулирует доноры в приповерхностных слоях, увеличивая их проводимость. При этом возникает возможность производить обработку кристаллов с уже нанесенными контактами и в том же цикле производить измерения без напуска  воздуха в камеру. Хотя часть поверхности полупроводника непосредственно под контактом в этом случае и не подвергается бомбардировке ионами плазмы, за счет повышенной поверхностной проводимости носители тока растекаются от контакта, а затем устремляются сквозь образец к противоположному контакту. При этом линии тока совпадают с направлением, по которому распространялись электронные ловушки.
Наш образец представлял собой прямоугольную пластину монокристаллического сульфида кадмия толщиной ~ 1,5 мм и площадью фронтальной поверхности около одного квадратного сантиметра. Кристалл помещался в вакуумную камеру, где создавалось разряжение порядка 10-2¸10-3 мм.рт.ст.
Катод был изготовлен из медной проволоки толщиной 0,8 мм. Устойчивый симметричный разряд (рис.3.1.б) удавалось создать, когда концу катода придавалась коническая форма. При недостаточной степени разряжения в камере разряд переходил в лавинный и шнуровался, причём в рабочей области высоких напряжений момент шнурования практически не зависел от поля. Все приведённые ниже результаты получены после обработки в режиме тлеющего разряда. Попытки создать барьер, описанный в главе второй, после воздействия лавинного разряда успеха не имели.

Рис.3.1. Конструкция разрядника (а), обработка образцов в вакууме
 в газовом разряде (б)
Первоначально катод располагался на расстоянии 5-6 мм от образца. Однако лучшие результаты (см.п.3.2) получены при величине зазора 8-12 мм. Мы связываем это с тем, что при недостаточной величине промежутка истекающие электроны не набирали достаточной энергии для создания дефектов в структуре исследуемого кристалла.
Высокое напряжение порядка 4 – 5 кВ создавалось с помощью высоковольтного выпрямителя “Разряд-1”. При этом, принципиальным отличием от  описанного ранее (см. [1-3, 5]) является использование именно постоянного напряжения для обработки.  Для напряжений, меньших указанных, в результате обработки формировались условия, при которых спектральное распределение фото-э.д.с. дважды оказывалась с переменной знака (см. п.3.4).

3.2 Вольт-амперные характеристики исследуемых структур
\sДля обработки в газовом разряде подбирались образцы, обладающие симметричными линейными графиками ВАХ как в темноте, так и на свету (рис.3.2. крив 1). Использовались достаточно фоточувствительные кристаллы.
Рис.3.2 Вольтамперные характеристики образца на свету до (1) и после (2) обработки газовым разрядом.
До начала технологических операций при освещении белым светом порядка 100 – 200 лк типичным являлось уменьшение сопротивления от 108÷109 Ом в темноте до (1÷3)•103Ом на свету.
В обоих случаях – и в темноте, и при освещении – после технологического процесса кривые проходили ниже. Это означает, что общее сопротивление кристалла возросло, что вполне соответствует выводам главы 2. После появления электронных ловушек первоначально низкоомная область пространственного заряда омического контакта в результате образования барьера значительно повышает сопротивление.
    продолжение
--PAGE_BREAK--