Ранее нами был предложен новый способ определения объемной длины диффузии фотогенерированных носителей заряда (ФНЗ) ld в материале абсорбера фотодиодных матричных фотоприёмных устройств (ФПУ) на основе материала КРТ [1,2]. Метод основан на измерении пространственных распределений фотоответа S(x) выбранного фотодиода матрицы, которым осуществляется сканирование узкого линейного (в форме полоски) пятна засветки фотоприемника в условиях пониженных уровней отбора ФНЗ из фоточувствительной пленки (ФП) устройства. Варьирование уровня фотодиодных токов j в ФПУ достигается изменением затворного напряжения входных транзисторов фотоэлектрических ячеек приемника. Из каждого измеренного профиля S(x) по максимальному градиенту на полулогарифмическом графике фотоответа диода можно определить (зависящую от уровня j) эффективную длину диффузии ФНЗ ld eff. Последовательность полученных значений ld eff при j→0 даёт искомое значение объемной длины диффузии ФНЗ ld в материале абсорбера. В настоящей работе исследуется следующее прежде неучтенное обстоятельство метода. Именно, измеряемый в указанных условиях малый макроскопический фототок диода возникает как разность значительного микроскопического потока ФНЗ, стекающих в n-область фотодиода, и потока носителей, движущихся им навстречу. При малом отбираемом из фотоячеек фототоке последний поток составляет значительную долю первого тока; мы будем называть соответствующий фототок “отраженным” фототоком. В контексте анализа профилей S(x) существенно то обстоятельство, что стекающий в n-область диода и “отраженный” фототоки имеют разную координатную зависимость. В то время как носители заряда, переносящие первый ток, имеют пространственное распределение, соответствующее решению диффузионной задачи для ФНЗ в ФП устройства, “отраженный” фототок эмитируется в пленку однородно по площади p-nперехода. В результате вдоль пленки по направлению от пятна засветки возникает дополнительный (прежде неучтенный) перенос ФНЗ, осуществляющийся с участием диодов матрицы. Указанный перенос должен приводить к завышенным значениям ld, извлекаемых из данных экспериментов, проведенных при низких фототоках диодов. С целью оценки вносимой эффектом погрешности нами было проведено Монте-Карло моделирование процесса диффузии ФНЗ по пленке ФПУ при пониженных уровнях фототоков диодов. В работе мы приводим результаты такого моделирования (см. рисунок), показывающие, что погрешности в определении ld, обусловленные вышеописанным эффектом “отраженного” тока, для ФПУ с актуальными параметрами являются не слишком большими. Именно, характерная погрешность в определении объемной длины диффузии ФНЗ в материале абсорбера, связанная с латеральным “переносом” ФНЗ при их “скользящем отражении” от диодов, для актуальных случаев составляет ~20-25%.
{"title":"Об определении длины диффузии неосновных носителей заряда в материале абсорбера\u0000фотодиодных матричных фотоприемников методом сканирования пятна засветки при\u0000малых уровнях диодных фототоков","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-150","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-150","url":null,"abstract":"Ранее нами был предложен новый способ определения объемной длины диффузии\u0000фотогенерированных носителей заряда (ФНЗ) ld в материале абсорбера фотодиодных матричных\u0000фотоприёмных устройств (ФПУ) на основе материала КРТ [1,2]. Метод основан на измерении\u0000пространственных распределений фотоответа S(x) выбранного фотодиода матрицы, которым\u0000осуществляется сканирование узкого линейного (в форме полоски) пятна засветки фотоприемника в\u0000условиях пониженных уровней отбора ФНЗ из фоточувствительной пленки (ФП) устройства.\u0000Варьирование уровня фотодиодных токов j в ФПУ достигается изменением затворного напряжения\u0000входных транзисторов фотоэлектрических ячеек приемника. Из каждого измеренного профиля S(x)\u0000по максимальному градиенту на полулогарифмическом графике фотоответа диода можно определить\u0000(зависящую от уровня j) эффективную длину диффузии ФНЗ ld eff. Последовательность полученных\u0000значений ld eff при j→0 даёт искомое значение объемной длины диффузии ФНЗ ld в материале\u0000абсорбера.\u0000В настоящей работе исследуется следующее прежде неучтенное обстоятельство метода. Именно,\u0000измеряемый в указанных условиях малый макроскопический фототок диода возникает как разность\u0000значительного микроскопического потока ФНЗ, стекающих в n-область фотодиода, и потока\u0000носителей, движущихся им навстречу. При малом\u0000отбираемом из фотоячеек фототоке последний поток\u0000составляет значительную долю первого тока; мы\u0000будем называть соответствующий фототок\u0000“отраженным” фототоком. В контексте анализа\u0000профилей S(x) существенно то обстоятельство, что\u0000стекающий в n-область диода и “отраженный”\u0000фототоки имеют разную координатную зависимость.\u0000В то время как носители заряда, переносящие первый\u0000ток, имеют пространственное распределение,\u0000соответствующее решению диффузионной задачи\u0000для ФНЗ в ФП устройства, “отраженный” фототок\u0000эмитируется в пленку однородно по площади p-nперехода. В результате вдоль пленки по\u0000направлению от пятна засветки возникает\u0000дополнительный (прежде неучтенный) перенос ФНЗ,\u0000осуществляющийся с участием диодов матрицы.\u0000Указанный перенос должен приводить к\u0000завышенным значениям ld, извлекаемых из данных\u0000экспериментов, проведенных при низких фототоках\u0000диодов.\u0000С целью оценки вносимой эффектом погрешности\u0000нами было проведено Монте-Карло моделирование процесса диффузии ФНЗ по пленке ФПУ при\u0000пониженных уровнях фототоков диодов. В работе мы приводим результаты такого моделирования\u0000(см. рисунок), показывающие, что погрешности в определении ld, обусловленные вышеописанным\u0000эффектом “отраженного” тока, для ФПУ с актуальными параметрами являются не слишком\u0000большими. Именно, характерная погрешность в определении объемной длины диффузии ФНЗ в\u0000материале абсорбера, связанная с латеральным “переносом” ФНЗ при их “скользящем отражении” от\u0000диодов, для актуальных случаев составляет ~20-25%.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"10 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"116781884","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
При использовании приборов видеонаблюдения, работающих в видимом и/или инфракрасном диапазоне, в нестационарных условиях возникает проблема нестабильности видеоизображения, обусловленная вибрацией платформы, например, связанной с ветровой нагрузкой. Особенно сильно этот эффект влияет на качество наблюдения и распознавания при применении длиннофокусных объективов, когда незначительные колебания камеры приводят к заметной нестабильности видеоизображения. Описание алгоритма В наиболее часто используемых алгоритмах стабилизации видеоизображения используется анализ корреляционной функции между опорным кадром и последующими N кадрами. Каждый последующий N й кадр смещается на заданную величину Δx + Δy относительно опорного кадра и рассчитывается корреляционная функция, например, вида: ( , ) ( ), , ( , ) , , A x y I , I x y M M base i j W H i j N ix jy где A(Δx, Δy) – корреляционная функция; Δx, Δy – сдвиг N го кадра относительно опорного кадра в пикселях по вертикали и горизонтали, соответственно; W, H – ширина и высота кадра в пикселях, соответственно; Ii,j – величины сигналов пикселей с координатами i,j; M – целая константа, соответствующая максимальному сдвигу, определяется параметрами фотоприемника и условиями наблюдения. Для реализации алгоритма на изображении выбиралась сетка реперных точек. Далее анализ оптического потоках проводился только по этим точкам. Вычисляется среднее значение вектора смещения реперных точек (Δxср + Δyср), между двумя соседними кадрами и определяются точки со смещением, больше среднего значения на заданную величину (Δx+Δy = Δxср+Δyср + const). Если заданное число соседних реперных точек имеют величину смещения выше средней на заданную величину, то считается, что эти точки относятся к быстро двигающемуся объекту (область, связанная с движущимся грузовика, выделена прямоугольником) и исключаются из дальнейшего анализа. В работе предложен алгоритм стабилизации видеоизображения в режиме реального времени в условиях, когда в сцене присутствует быстро двигающиеся объекты. В приборах с реконфигурируемыми вычислительными платформами возможно использование нескольких алгоритмов обработки изображения без изменения аппаратной части. Выбор алгоритма осуществляется оператором нажатием соответствующей кнопки или выбором алгоритма из меню программы. Предложенный алгоритм может использоваться в таких системах как дополнительная возможность получения стабилизированных видеоизображений в условиях, когда в поле зрения появляются двигающиеся объекты.
当使用可见和/或红外波段的监控设备时，由于平台振动，例如风力负荷，在不稳定的环境中出现了视频不稳定问题。当摄像机的微小波动导致明显的不稳定图像时，长焦点生物的观察和识别质量尤其受到强烈影响。最常用的稳定图像算法描述了一个算法，它使用了参考框架和随后的N帧之间的分析函数。каждыйпоследN级镜头转向问腐蚀x + y腐蚀干部相对支承ирассчитыва相关函数,比如物种 :( , ) ( ), , ( , ),, A x y I, I x y M Mbasei jW Hi jjIx jy经济效益的经济效益A (x, y)相关函数;y - x腐蚀,腐蚀干部相对位移帧N go支承впиксел分别垂直和水平;W和H分别是像素的宽度和高度;Ii,j是坐标i，坐标的信号值;M是一个标准化常数，与最大移相对应，由光电接收器的参数和监视条件决定。为了实现图像算法，选择了一个视点网格。从那以后，分析流只通过这些点进行。经济效益计算平均值векторасмещен之间的点(温差xср+腐蚀yср)、междудвум相邻帧和定义точкис位移带来可观的经济效益,更多的含义назада平均值(x + y =田里腐蚀xср+腐蚀yср+ const)。如果给定的邻近曲目数高于所列平均值，则认为这些点指的是移动物体(与移动的卡车相连的区域)，并排除在进一步分析之外。它提供了一种实时视频稳定算法，在场景中有快速移动的物体。在计算机平台配置的设备中，可以在不改变硬件部分的情况下使用多个图像处理。算法的选择是由操作员按下相应的按钮或从门程序中选择算法来实现的。拟议中的算法可以在系统中使用，例如在视场中移动物体的情况下获得稳定图像的额外机会。
{"title":"Алгоритм стабилизации видеоизображения при наличии в поле зрения быстро\u0000двигающихся объектов","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-143","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-143","url":null,"abstract":"При использовании приборов видеонаблюдения, работающих в видимом и/или инфракрасном\u0000диапазоне, в нестационарных условиях возникает проблема нестабильности видеоизображения,\u0000обусловленная вибрацией платформы, например, связанной с ветровой нагрузкой. Особенно сильно\u0000этот эффект влияет на качество наблюдения и распознавания при применении длиннофокусных\u0000объективов, когда незначительные колебания камеры приводят к заметной нестабильности\u0000видеоизображения.\u0000Описание алгоритма\u0000В наиболее часто используемых алгоритмах стабилизации видеоизображения используется анализ\u0000корреляционной функции между опорным кадром и последующими N кадрами. Каждый\u0000последующий N й кадр смещается на заданную величину Δx + Δy относительно опорного кадра и\u0000рассчитывается корреляционная функция, например, вида:\u0000( , ) ( ), , ( , )\u0000,\u0000,\u0000A x y I\u0000,\u0000I x y M M\u0000base\u0000i j\u0000W H\u0000i j\u0000N ix jy \u0000где A(Δx, Δy) – корреляционная функция; Δx, Δy – сдвиг N го кадра относительно опорного кадра в\u0000пикселях по вертикали и горизонтали, соответственно; W, H – ширина и высота кадра в пикселях,\u0000соответственно; Ii,j – величины сигналов\u0000пикселей с координатами i,j; M – целая\u0000константа, соответствующая максимальному\u0000сдвигу, определяется параметрами\u0000фотоприемника и условиями наблюдения.\u0000Для реализации алгоритма на изображении\u0000выбиралась сетка реперных точек. Далее анализ\u0000оптического потоках проводился только по этим\u0000точкам. Вычисляется среднее значение вектора\u0000смещения реперных точек (Δxср + Δyср), между\u0000двумя соседними кадрами и определяются точки\u0000со смещением, больше среднего значения на\u0000заданную величину (Δx+Δy = Δxср+Δyср + const).\u0000Если заданное число соседних реперных точек\u0000имеют величину смещения выше средней на\u0000заданную величину, то считается, что эти точки\u0000относятся к быстро двигающемуся объекту (область, связанная с движущимся грузовика, выделена\u0000прямоугольником) и исключаются из дальнейшего анализа.\u0000В работе предложен алгоритм стабилизации видеоизображения в режиме реального времени в\u0000условиях, когда в сцене присутствует быстро двигающиеся объекты. В приборах с\u0000реконфигурируемыми вычислительными платформами возможно использование нескольких\u0000алгоритмов обработки изображения без изменения аппаратной части. Выбор алгоритма\u0000осуществляется оператором нажатием соответствующей кнопки или выбором алгоритма из меню\u0000программы. Предложенный алгоритм может использоваться в таких системах как дополнительная\u0000возможность получения стабилизированных видеоизображений в условиях, когда в поле зрения\u0000появляются двигающиеся объекты.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"8 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"116877640","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Диэлектрические частицы на поверхностях твёрдых тел являются эффективным инструментом для манипуляций с падающим светом, когда его длина волны λ и размер частиц d удовлетворяют соотношению λ ~ nd , где n - показатель преломления. При таких условиях в частицах возникают электрические и магнитные резонансы. В зависимости от формы частиц они также могут приводить к перераспределению интенсивности рассеянного света за счёт фокусировки. Один из наиболее простых и эффективных способов получения массивов частиц основан на использовании такого явления, как несмачиваемость. Осаждение Ge на поверхности SiO2 приводит к образованию частиц Ge без образования смачивающего слоя, как это было впервые отмечено в [1]. В предшествующих многочисленных работ проводилось осаждение сравнительно малых количеств Ge (слои номинальной толщины до 10 нм) для получения частиц Ge нанометрового размера с целью изучения квантово-размерных эффектов. В данной работе нами исследовался процесс образования частиц Ge субмикронного размера на SiO2 при осаждении покрытий Ge толщиной до 100 нм. В качестве подложек использовались пластины Si(100), покрытые как сверхтонкой плёнкой SiO2, так и плёнкой толщиной около 1 мкм. Эксперименты по получению частиц Ge проводились следующим образом. Сначала осаждался сплошной слой Ge на SiO2 при комнатной температуре подложки. Последующий отжиг выращенных структур проводился в вакуумной печи при температуре в диапазоне от 550 до 900 °С. Было обнаружено, что механизм образования частиц Ge при реализации несмачиваемости зависит от толщины слоя Ge и температуры отжига (см. Рис.). Рисунок. Изображения в сканирующем электронном микроскопе частиц Ge на поверхности SiO2, полученных отжигом сплошного слоя Ge толщиной (а) 40, (b) 60 и (c) 86 нм при температурах 700, 800 и 850°С соответственно. Полученные структуры использовались для измерения спектров отражения света. Проводились расчёты спектров отражения методом 3D FDTD. Путём сравнения экспериментальных и рассчитанных спектров определялся вклад массивов частиц Ge в отражение света. В результате были получены данные для определения возможности использования массивов частиц Ge в качестве антиотражающих покрытий.
{"title":"Покрытия из массивов субмикронных частиц Ge и их антиотражающие свойства","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-30","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-30","url":null,"abstract":"Диэлектрические частицы на поверхностях твёрдых тел являются эффективным инструментом для\u0000манипуляций с падающим светом, когда его длина волны λ и размер частиц d удовлетворяют\u0000соотношению λ ~ nd , где n - показатель преломления. При таких условиях в частицах возникают\u0000электрические и магнитные резонансы. В зависимости от формы частиц они также могут приводить к\u0000перераспределению интенсивности рассеянного света за счёт фокусировки. Один из наиболее\u0000простых и эффективных способов получения массивов частиц основан на использовании такого\u0000явления, как несмачиваемость. Осаждение Ge на поверхности SiO2 приводит к образованию частиц\u0000Ge без образования смачивающего слоя, как это было впервые отмечено в [1]. В предшествующих\u0000многочисленных работ проводилось осаждение сравнительно малых количеств Ge (слои\u0000номинальной толщины до 10 нм) для получения частиц Ge нанометрового размера с целью изучения\u0000квантово-размерных эффектов. В данной работе нами исследовался процесс образования частиц Ge\u0000субмикронного размера на SiO2 при осаждении покрытий Ge толщиной до 100 нм. В качестве\u0000подложек использовались пластины Si(100), покрытые как сверхтонкой плёнкой SiO2, так и плёнкой\u0000толщиной около 1 мкм. Эксперименты по получению частиц Ge проводились следующим образом.\u0000Сначала осаждался сплошной слой Ge на SiO2 при комнатной температуре подложки. Последующий\u0000отжиг выращенных структур проводился в вакуумной печи при температуре в диапазоне от 550 до\u0000900 °С. Было обнаружено, что механизм образования частиц Ge при реализации несмачиваемости\u0000зависит от толщины слоя Ge и температуры отжига (см. Рис.).\u0000Рисунок. Изображения в сканирующем электронном микроскопе частиц Ge на поверхности SiO2,\u0000полученных отжигом сплошного слоя Ge толщиной (а) 40, (b) 60 и (c) 86 нм при температурах 700,\u0000800 и 850°С соответственно.\u0000Полученные структуры использовались для измерения спектров отражения света. Проводились\u0000расчёты спектров отражения методом 3D FDTD. Путём сравнения экспериментальных и\u0000рассчитанных спектров определялся вклад массивов частиц Ge в отражение света. В результате были\u0000получены данные для определения возможности использования массивов частиц Ge в качестве\u0000антиотражающих покрытий.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"47 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"116048318","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Разработаны и исследованы дизайнерские принципы создания мозаичных фотоприемников (МФП) изображений сверхвысокой размерности инфракрасного (ИК) и терагерцового (ТГц) спектральных диапазонов (рис.). МФП сверхвысокой размерности создают путем размещения на пластине-носителе (1) стык в стык кристаллов фотоприемных субмодулей (7) меньшего, приемлемого для изготовления формата [1-6]. Применение МФП ограничивается "слепыми зонами", обусловленными отсутствием фоточувствительных элементов (ФЧЭ) вдоль линий стыковки кристаллов смежных субмодулей. Модернизированы варианты конструкции МФП сверхвысокой размерности, которые устраняют "слепые зоны" (см. рис.). Зазор между кристаллами смежных субмодулей МФП отсутствует или составляет не более 2 мкм. Развитие методологии лазерного разделения пластин в составе технологии прецизионной микросборки кристаллов позволило уменьшить технологические части "слепых зон" МФП до 11÷19 мкм для различных полупроводниковых материалов [1-6]. Применение в МФП дизайнерских принципов, в которых "слепые зоны" виртуально или физически перекрыты смежными ФЧЭ, может обеспечить расстояние между ФЧЭ смежных кристаллов субмодулей ~1÷3 мкм и отсутствие потерь элементов в каждой строке или столбце (см. рис.), т.е. считывания фотосигналов будет происходить без потери информации в каждом кадре изображения, что соответствует достижению предельной (100%-ой) эффективности преобразования изображений в МФП [1-6].
{"title":"Дизайнерские принципы устранения потерь изображений в мозаичных\u0000фотоприемниках сверхвысокой размерности","authors":"Н. Н. Овсюк","doi":"10.34077/rcsp2019-171","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-171","url":null,"abstract":"Разработаны и исследованы дизайнерские принципы создания мозаичных фотоприемников\u0000(МФП) изображений сверхвысокой размерности инфракрасного (ИК) и терагерцового (ТГц)\u0000спектральных диапазонов (рис.). МФП сверхвысокой размерности создают путем размещения на\u0000пластине-носителе (1) стык в стык кристаллов фотоприемных субмодулей (7) меньшего,\u0000приемлемого для изготовления формата [1-6]. Применение МФП ограничивается \"слепыми зонами\",\u0000обусловленными отсутствием фоточувствительных элементов (ФЧЭ) вдоль линий стыковки\u0000кристаллов смежных субмодулей.\u0000Модернизированы варианты конструкции МФП\u0000сверхвысокой размерности, которые устраняют\u0000\"слепые зоны\" (см. рис.). Зазор между кристаллами\u0000смежных субмодулей МФП отсутствует или\u0000составляет не более 2 мкм. Развитие методологии\u0000лазерного разделения пластин в составе\u0000технологии прецизионной микросборки\u0000кристаллов позволило уменьшить технологические\u0000части \"слепых зон\" МФП до 11÷19 мкм для\u0000различных полупроводниковых материалов [1-6].\u0000Применение в МФП дизайнерских принципов, в\u0000которых \"слепые зоны\" виртуально или физически\u0000перекрыты смежными ФЧЭ, может обеспечить\u0000расстояние между ФЧЭ смежных кристаллов\u0000субмодулей ~1÷3 мкм и отсутствие потерь\u0000элементов в каждой строке или столбце (см. рис.),\u0000т.е. считывания фотосигналов будет происходить\u0000без потери информации в каждом кадре\u0000изображения, что соответствует достижению\u0000предельной (100%-ой) эффективности\u0000преобразования изображений в МФП [1-6].","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"20 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"122357095","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Варизонные слои Hg1-xCdxTe (КРТ) используются для пассивации поверхности пленок этого материала в фотоприемниках с целью подавления поверхностной рекомбинации неравновесных носителей заряда. С другой стороны, при наличии в изолирующем диэлектрике заряда наличие широкозонного слоя на поверхности пленок КРТ влияет на условия формирования в системе инверсии, являющейся паразитным фактором с точки зрения работы фотодиодов матрицы. Исследованию влияния профиля состава на формирование инверсии в пленках КРТ было посвящено значительное количество работ (см., например, работу [1] и цитированную в ней литературу). Однако в этих работах при расчете областей пространственного заряда (ОПЗ) в основном анализировался случай профилей состава с плавным спаданием стехиометрического коэффициента x в объем пленки. Такие распределения не позволяют получить ясного представления об обстоятельствах и зависимостях, определяющих влияние параметров варизонных слоев на величину поверхностного инверсионного потенциала полупроводника. В настоящей работе нами был проанализирован допускающий гораздо более прозрачный анализ модельный случай распределения x в форме ступеньки состава. Рассматривались ситуации, когда инверсия формируется у поверхности либо на границе широкозонного слоя (КРТ-1) и узкозонного КРТ (КРТ-2) p-типа проводимости (случаи относительно узких и относительно широких широкозонных слоев, соответственно). Рассмотрим для примера первый случай. При одинаковом уровне легирования различие величин электронного сродства и ширины запрещенной зоны КРТ-1 и КРТ-2 приводит к различию уровней Ферми в двух материалах и к разрыву краев зон для электронов и дырок на контактной границе (величиной Δn и Δp, соответственно). При контактировании в условиях квазинейтрального объема (КО) выравнивание уровней Ферми между двумя материалами осуществляется в основном благодаря перетеканию части дырок из КРТ-1 в КРТ-2 с образованием на контактной границе двойного заряженного слоя. Величина поверхностного потенциала для формирования инверсии φinv определяется при увеличения величины поверхностного потенциала φs до появления в системе инверсии, и здесь возможны два случая: когда контакт между КРТ-1 и КРТ-2 на момент формирования инверсии находится в области обеднения и когда этот контакт находится в КО полупроводника. Во втором случае двойной заряженный слой исчезает с восстановлением разрыва края валентной зоны, в первом же случае такого восстановления не происходит (ввиду большого значения длины Дебая по сравнению с толщиной слоя КРТ-1). Нетрудно видеть поэтому, что величина φinv должна отличаться от потенциала инверсии узкозонного полупроводника (когда вся система образована узкозонным материалом КРТ-2) на величину Δn и Δn + Δp (первый и второй случай, соответственно). Аналогичным образом может быть проанализирован случай, когда инверсия в системе возникает на границе между материалами КРТ-1 и КРТ-2. Выявленные закономерности были подтверждены численными расчетами, основанными на решении
Hg1-xCdxTe的变容层被用来在光电接收器中休眠，以抑制电荷不平衡载体的表面重组。另一方面，在绝缘介质中，crt薄膜表面的宽带电荷会影响系统逆变的形成条件，这是矩阵光电二极管工作的一个寄生因素。研究人员配置文件对crt磁带反转的影响的研究涉及到大量的工作(见1)和引用的文学。其中一项工作是计算空间电荷区域(ops)，主要分析了分子剖面的情况，即x的速度指数在胶片体积中平稳下降。这种分布不允许清楚地了解变异层参数对半导体表面逆变能力的影响的依赖情况。在本工作中，我们分析了一个更透明的x级分组模型案例。考虑到在宽带层(cr1)或宽带边界(cr2)和p型传导(相对狭窄和相对宽带的情况)下发生的倒置情况。让我们以第一个例子为例。掺杂одинаковомуровн差异электронногосродств大小和宽度禁区КРТ- 1和КРТ2привод区分两种材料和кразрыв一带费米能级区电子及蛀контактнойграниц(大小分别为经济效益n和p)。在准中性体积(co)的情况下，费米水平的平衡主要是通过将粒子从ct1转移到ct2，并在双带电层接触边界形成。在逆变系统出现之前，通过增加s的表面能力来确定，有两种情况是可能的:当逆变发生时，krt -1和krt -2之间的接触处于区域状态，而这种接触发生在半导体中。在第二种情况下，双电荷层随着瓦伦丁区边缘断裂的修复而消失，而在第一种情况下则不会发生。不难видетьпоэтφt值应该有别于潜力узкозон半导体(当整个系统形成反转узкозон材料КРТ- 2)变量腐蚀及腐蚀n + n p(分别是首例ивтор)。同样，可以分析系统中的倒置发生在ct1和ct2材料之间的边界上的情况。发现的模式得到了数值验证，这些数值是根据所讨论系统(见图)泊松非线性方程的导数计算得出的。还研究了系统参数对反转形成的影响。数据可以帮助选择光敏光电接收器光敏胶片中最优的变化层参数。
{"title":"Влияние ступенчатого профиля состава на формирование инверсии в пленках\u0000материала кадмий-ртуть-теллур","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-149","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-149","url":null,"abstract":"Варизонные слои Hg1-xCdxTe (КРТ) используются для пассивации поверхности пленок этого\u0000материала в фотоприемниках с целью подавления поверхностной рекомбинации неравновесных\u0000носителей заряда. С другой стороны, при наличии в изолирующем диэлектрике заряда наличие\u0000широкозонного слоя на поверхности пленок КРТ влияет на условия формирования в системе\u0000инверсии, являющейся паразитным фактором с точки зрения работы фотодиодов матрицы.\u0000Исследованию влияния профиля состава на формирование инверсии в пленках КРТ было посвящено\u0000значительное количество работ (см., например, работу [1] и цитированную в ней литературу). Однако\u0000в этих работах при расчете областей пространственного заряда (ОПЗ) в основном анализировался\u0000случай профилей состава с плавным спаданием стехиометрического коэффициента x в объем пленки.\u0000Такие распределения не позволяют получить ясного представления об обстоятельствах и\u0000зависимостях, определяющих влияние параметров варизонных слоев на величину поверхностного\u0000инверсионного потенциала полупроводника.\u0000В настоящей работе нами был проанализирован допускающий гораздо более прозрачный анализ\u0000модельный случай распределения x в форме ступеньки состава. Рассматривались ситуации, когда\u0000инверсия формируется у поверхности либо на границе широкозонного слоя (КРТ-1) и узкозонного\u0000КРТ (КРТ-2) p-типа проводимости (случаи относительно узких и относительно широких\u0000широкозонных слоев, соответственно).\u0000Рассмотрим для примера первый случай. При одинаковом\u0000уровне легирования различие величин электронного\u0000сродства и ширины запрещенной зоны КРТ-1 и КРТ-2\u0000приводит к различию уровней Ферми в двух материалах и к\u0000разрыву краев зон для электронов и дырок на контактной\u0000границе (величиной Δn и Δp, соответственно). При\u0000контактировании в условиях квазинейтрального объема (КО)\u0000выравнивание уровней Ферми между двумя материалами\u0000осуществляется в основном благодаря перетеканию части\u0000дырок из КРТ-1 в КРТ-2 с образованием на контактной\u0000границе двойного заряженного слоя. Величина\u0000поверхностного потенциала для формирования инверсии φinv\u0000определяется при увеличения величины поверхностного\u0000потенциала φs до появления в системе инверсии, и здесь\u0000возможны два случая: когда контакт между КРТ-1 и КРТ-2\u0000на момент формирования инверсии находится в области\u0000обеднения и когда этот контакт находится в КО\u0000полупроводника. Во втором случае двойной заряженный\u0000слой исчезает с восстановлением разрыва края валентной\u0000зоны, в первом же случае такого восстановления не\u0000происходит (ввиду большого значения длины Дебая по\u0000сравнению с толщиной слоя КРТ-1). Нетрудно видеть\u0000поэтому, что величина φinv должна отличаться от потенциала инверсии узкозонного полупроводника\u0000(когда вся система образована узкозонным материалом КРТ-2) на величину Δn и Δn + Δp (первый и\u0000второй случай, соответственно). Аналогичным образом может быть проанализирован случай, когда\u0000инверсия в системе возникает на границе между материалами КРТ-1 и КРТ-2.\u0000Выявленные закономерности были подтверждены численными расчетами, основанными на\u0000решении","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"18 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"114383282","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
В данной работе изучены свойства гетероэпитаксиальных структур (ГЭС) InAlGaAs на подложке InP для новой версии электрооптического модулятора на основе квантово-размерного эффекта Штарка. Особенностью предлагаемой конструкции модулятора является размещение слоя из нескольких квантовых ям над толстым буферным слоем In0.52Al0.48As с показателем преломления, превышающим показатель преломления подложки InP. В этом случае слой множественных квантовых ям остается волноводным и в нем формируется основная оптическая мода с небольшим сечением. Оптическая мода во втором волноводе, сформированном из буферного слоя In0.52Al0.48As, характеризуется гораздо большим поперечным сечением, что может обеспечить удобное соединение с оптическим волокном. При выращивании гетероструктур методом молекулярно-лучевой эпитаксии отработаны условия роста четырехкомпонентного твердого раствора InGaAlAs с кристаллической решеткой согласованной с (001) InP подложкой, и определены оптимальные условия роста для каждого слоя ГЭС. В результате были получены гетероструктуры с концентрацией дефектов на поверхности не более 500 на см2 , что достаточно для создания на их основе интегрированных оптических модуляторов. Методами фотолюминесценции и отражения вблизи угла Брюстера в исследованных ГЭС изучено влияние состава и толщины слоев множественных квантовых ям In0.53Ga0.47XAl0.47(1-X)As/In0.52Al0.48As на величину электрооптического эффекта. А также определен коэффициент преломления каждого слоя ГЭС на рабочей длине волны модулятора 1.55 мкм. Проведено сравнение полученных данных с данными моделирования и выбрана оптимальная конструкция структуры для создания на ее основе оптического модулятора InP. Полученные ГЭС использованы для отработки и изучения особенностей технологии изготовления оптического модулятора с применением разработанных режимов формирования волновода (в разрядной плазме в ВCl3), планаризации и металлизации омических контактов с соответствующими слоями ГЭС на основе Ge / Композиции Au / Ni / Au и Ti / Au.
{"title":"Гетероэпитаксиальные структуры InAlGaAs на подложке InP для электрооптического\u0000модулятора на основе квантово-размерного эффекта Штарка","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-126","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-126","url":null,"abstract":"В данной работе изучены свойства гетероэпитаксиальных структур (ГЭС) InAlGaAs на подложке\u0000InP для новой версии электрооптического модулятора на основе квантово-размерного эффекта\u0000Штарка. Особенностью предлагаемой конструкции модулятора является размещение слоя из\u0000нескольких квантовых ям над толстым буферным слоем In0.52Al0.48As с показателем преломления,\u0000превышающим показатель преломления подложки InP. В этом случае слой множественных\u0000квантовых ям остается волноводным и в нем формируется основная оптическая мода с небольшим\u0000сечением. Оптическая мода во втором волноводе, сформированном из буферного слоя In0.52Al0.48As,\u0000характеризуется гораздо большим поперечным сечением, что может обеспечить удобное соединение\u0000с оптическим волокном.\u0000При выращивании гетероструктур методом молекулярно-лучевой эпитаксии отработаны условия\u0000роста четырехкомпонентного твердого раствора InGaAlAs с кристаллической решеткой\u0000согласованной с (001) InP подложкой, и определены оптимальные условия роста для каждого слоя\u0000ГЭС. В результате были получены гетероструктуры с концентрацией дефектов на поверхности не\u0000более 500 на см2\u0000, что достаточно для создания на их основе интегрированных оптических\u0000модуляторов.\u0000Методами фотолюминесценции и отражения вблизи угла Брюстера в исследованных ГЭС изучено\u0000влияние состава и толщины слоев множественных квантовых ям In0.53Ga0.47XAl0.47(1-X)As/In0.52Al0.48As\u0000на величину электрооптического эффекта. А также определен коэффициент преломления каждого\u0000слоя ГЭС на рабочей длине волны модулятора 1.55 мкм. Проведено сравнение полученных данных с\u0000данными моделирования и выбрана оптимальная конструкция структуры для создания на ее основе\u0000оптического модулятора InP.\u0000Полученные ГЭС использованы для отработки и изучения особенностей технологии изготовления\u0000оптического модулятора с применением разработанных режимов формирования волновода (в\u0000разрядной плазме в ВCl3), планаризации и металлизации омических контактов с соответствующими\u0000слоями ГЭС на основе Ge / Композиции Au / Ni / Au и Ti / Au.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"1 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"130359401","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Полупроводниковые лазеры синего и ближнего УФ диапазонов спектра на прямых оптических переходах между зоной проводимости и валентной зоной в активном слое активно используются во многих областях науки и техники. Однако продвижение в диапазон длин волн 500-550 нм, соответствующей максимальной чувствительности человеческого глаза, сопряжено с трудно решаемыми фундаментальными и технологическими проблемами. Альтернативным путем является использование оптических переходов через уровни дефектов в широкозонном (с регулируемой шириной запрещённой зоны в диапазоне 3.4 – 6.2 эВ) твердом растворе AlxGa1-xN, сильно легированном донорами. Широкий спектр излучения дефектов в AlxGa1-xN дает основание для создания источников света от сине-зеленого до ближнего инфракрасного диапазона спектра (практически весь видимый диапазон) и лазеров с уникальными параметрами – с перестраиваемой длиной волны в широком диапазоне длин волн и частот (до 500ТГц). Для исследования эффектов усиления спонтанного излучения и возможности получения лазерной генерации необходимы структуры с резонаторами. В предыдущих работах зеркалами резонатора являлись сколотые поверхности структуры. Распределённые брэгговские отражатели (брэгговские зеркала) позволяют отражать световые волны с гораздо более узкой полосой отражения и большим коэффициентом отражения, чем зеркала, полученные путём скола торцов лазеров. В данной работе представлены результаты роста гетероструктур AlGaN:Si с брегговскими зеркалами для спектрального диапазона, соответствующего зеленой люминесценции. Для отработки роста гетероструктур AlGaN:Si с брегговскими зеркалами была выращена структура с одним брегговским зеркалом с отражением 50%. Гетороструктура состояла из буферного слоя AlN толщиной около 200нм, брегговского зеркала Al0,28Ga0,72N/GaN и активного слоя Al0,62Ga0,38N:Si толщиной 640нм. Рост буферного слоя AlN производился после процесса нитридизации, оптимизация условий которого позволяет выращивать слои AlN с гладкой морфологией поверхности без инверсионных доменов азотной полярности. Легирование активного слоя осуществлялось газовым источником с 0.7% силаном (SiH4), разбавленным в азоте (N2). Структура самого брегговского зеркала состояла из 16 периодов чередующихся слоёв Al0,28Ga0,72N/GaN. Для измерения спектра отражения использовалась 30-ваттная дейтериевая лампа. Фотолюминесценция (ФЛ) возбуждалась He-Cd лазером (длина волны 325 нм) и 4-ой гармоникой импульсного Nd:YLF лазера (длина волны 263 нм, длительность импульсов 5 нс, частота повторений 1 кГц). Измерение спектра отражения сформированного брэгговского зеркала путём засветки со стороны сапфировой подложки показало усиление 4, 3 и 2 раза для длин волн 475нм, 500нм, 525нм (см. Рисунок). При заданном содержании Al энергетическое положение максимума интенсивной полосы ФЛ составляет 500 нм, что соответствует зеленому спектральному диапазону. При возбуждении ФЛ с лицевой стороны данный образец продемонстрировал усиление излучения активного слоя на длине волны 500
{"title":"Рост гетероструктур AlGaN:Si брегговских зеркал для спектрального диапазона,\u0000соответствующего зеленой люминесценции","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-123","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-123","url":null,"abstract":"Полупроводниковые лазеры синего и ближнего УФ диапазонов спектра на прямых оптических\u0000переходах между зоной проводимости и валентной зоной в активном слое активно используются во\u0000многих областях науки и техники. Однако продвижение в диапазон длин волн 500-550 нм,\u0000соответствующей максимальной чувствительности человеческого глаза, сопряжено с трудно\u0000решаемыми фундаментальными и технологическими проблемами. Альтернативным путем является\u0000использование оптических переходов через уровни дефектов в широкозонном (с регулируемой\u0000шириной запрещённой зоны в диапазоне 3.4 – 6.2 эВ) твердом растворе AlxGa1-xN, сильно\u0000легированном донорами. Широкий спектр излучения дефектов в AlxGa1-xN дает основание для\u0000создания источников света от сине-зеленого до ближнего инфракрасного диапазона спектра\u0000(практически весь видимый диапазон) и лазеров с уникальными параметрами – с перестраиваемой\u0000длиной волны в широком диапазоне длин волн и частот (до 500ТГц). Для исследования эффектов\u0000усиления спонтанного излучения и возможности получения лазерной генерации необходимы\u0000структуры с резонаторами. В предыдущих работах зеркалами резонатора являлись сколотые\u0000поверхности структуры. Распределённые брэгговские отражатели (брэгговские зеркала) позволяют\u0000отражать световые волны с гораздо более узкой полосой отражения и большим коэффициентом\u0000отражения, чем зеркала, полученные путём скола торцов лазеров. В данной работе представлены\u0000результаты роста гетероструктур AlGaN:Si с брегговскими зеркалами для спектрального диапазона,\u0000соответствующего зеленой люминесценции.\u0000Для отработки роста гетероструктур\u0000AlGaN:Si с брегговскими зеркалами была\u0000выращена структура с одним брегговским\u0000зеркалом с отражением 50%. Гетороструктура\u0000состояла из буферного слоя AlN толщиной\u0000около 200нм, брегговского зеркала\u0000Al0,28Ga0,72N/GaN и активного слоя\u0000Al0,62Ga0,38N:Si толщиной 640нм. Рост\u0000буферного слоя AlN производился после\u0000процесса нитридизации, оптимизация условий\u0000которого позволяет выращивать слои AlN с\u0000гладкой морфологией поверхности без\u0000инверсионных доменов азотной полярности.\u0000Легирование активного слоя осуществлялось\u0000газовым источником с 0.7% силаном (SiH4),\u0000разбавленным в азоте (N2). Структура самого\u0000брегговского зеркала состояла из 16 периодов\u0000чередующихся слоёв Al0,28Ga0,72N/GaN. Для измерения спектра отражения использовалась 30-ваттная\u0000дейтериевая лампа. Фотолюминесценция (ФЛ) возбуждалась He-Cd лазером (длина волны 325 нм) и\u00004-ой гармоникой импульсного Nd:YLF лазера (длина волны 263 нм, длительность импульсов 5 нс,\u0000частота повторений 1 кГц).\u0000Измерение спектра отражения сформированного брэгговского зеркала путём засветки со стороны\u0000сапфировой подложки показало усиление 4, 3 и 2 раза для длин волн 475нм, 500нм, 525нм (см.\u0000Рисунок). При заданном содержании Al энергетическое положение максимума интенсивной полосы\u0000ФЛ составляет 500 нм, что соответствует зеленому спектральному диапазону. При возбуждении ФЛ с\u0000лицевой стороны данный образец продемонстрировал усиление излучения активного слоя на длине\u0000волны 500","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"18 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"126877435","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Проблемой, возникающей при использовании для пассивации поверхности МЛЭ HgCdTe диэлектрика Al2O3, сформированного методом плазменного нанесения атомных слоев [1], (а также SiO2/Si3N4) является высокая плотность медленных состояний в переходном слое между диэлектрическим покрытием и HgCdTe [2]. Гистерезисные явления значительно осложняют электрофизическую диагностику МДП-структур. В данной работе исследованы возможности методики измерения первой производной емкости при сложной форме развертки напряжения [3] для характеризации МДП-структур на основе МЛЭ HgCdTe с приповерхностными варизонными слоями. Показано, что использование при исследованиях МДП-структур на основе HgCdTe сложной формы развертки напряжения позволяет определить первую производную емкости по напряжению при различных смещениях с исключением влияния перезарядки медленных поверхностных состояний. При совместном использовании результатов традиционного C-V метода и предложенной методики можно построить вольт-фарадные характеристики без искажений, вносимых перезарядкой медленных состояний [4]. Форма полученных зависимостей не зависит от направления изменения напряжения, такие зависимости могут быть использованы для расчета спектров быстрых поверхностных состояний или зависимостей концентрации легирующей примеси от координаты (рисунок). Проведено сравнение экспериментальных результатов с данными численного моделирования.
{"title":"Диагностика МДП-структур на основе МЛЭ HgCdTe при высокой плотности\u0000медленных поверхностных состояний","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-157","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-157","url":null,"abstract":"Проблемой, возникающей при использовании для пассивации поверхности МЛЭ HgCdTe\u0000диэлектрика Al2O3, сформированного методом плазменного нанесения атомных слоев [1], (а также\u0000SiO2/Si3N4) является высокая плотность медленных состояний в переходном слое между\u0000диэлектрическим покрытием и HgCdTe [2]. Гистерезисные явления значительно осложняют\u0000электрофизическую диагностику МДП-структур. В данной работе исследованы возможности\u0000методики измерения первой производной емкости при сложной форме развертки напряжения [3] для\u0000характеризации МДП-структур на основе МЛЭ HgCdTe с приповерхностными варизонными слоями.\u0000Показано, что использование при исследованиях МДП-структур на основе HgCdTe сложной\u0000формы развертки напряжения позволяет определить\u0000первую производную емкости по напряжению при\u0000различных смещениях с исключением влияния\u0000перезарядки медленных поверхностных состояний.\u0000При совместном использовании результатов\u0000традиционного C-V метода и предложенной методики\u0000можно построить вольт-фарадные характеристики без\u0000искажений, вносимых перезарядкой медленных\u0000состояний [4]. Форма полученных зависимостей не\u0000зависит от направления изменения напряжения, такие\u0000зависимости могут быть использованы для расчета\u0000спектров быстрых поверхностных состояний или\u0000зависимостей концентрации легирующей примеси от\u0000координаты (рисунок). Проведено сравнение\u0000экспериментальных результатов с данными\u0000численного моделирования.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"39 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"126909317","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Полупроводниковые нанокристаллы (НК) - многообещающие материалы для новых оптических приборов, так как длина волны люминесценции НК может меняться с изменением их размеров. Распространенными способами изготовления НК являются молекулярная лучевая эпитаксия и электронная литография. Также существуют более простые и дешевые химические методы: коллоидный синтез и метод Ленгмюра-Блоджетт (ЛБ). В данной работе исследовалась кинетика фотолюминесценции (ФЛ) НК CdS, сформированных в матрице пленки Ленгмюра-Блоджетт. Было обнаружено, что кинетика ФЛ длится необычно долгое время, более 1 мкс и затухание ФЛ идет по биэкспоненциальному закону. С целью изучения механизмов, приводящих к длительной микросекундной кинетики в данной работе была исследована нестационарная ФЛ НК CdS в диапазоне температур 5-300 К. Кривая затухания интенсивности ФЛ, измеренная при Т=5 К, описывается биэкспоненциальной зависимостью от времени и содержит два участка: быстрый и медленный. Зависимость интенсивности ФЛ от времени может быть описана суммой двух экспонент, с характерными временами жизни 40 и 150 нсек соответственно. Быстрое время затухания интенсивности ФЛ мы связываем с рекомбинацией отрицательных трионов [1]. Температурную зависимость излучательного времени жизни триона можно объяснить делокализацией электронов за пределы НК при повышении температуры и уменьшения перекрытия их волновых функций с волновой функцией дырки [2]. Медленное время жизни определяется рекомбинацией темного экситона [3]. С учетом тонкой структуры темного экситона температурную зависимость медленного времени жизни можно описать простой 3-х уровневой моделью с разными временами жизни. При этом распределения экситонов по состояниям описывается уравнением Больцмана [3]. В результате аппроксимации экспериментальной зависимости времени жизни темного экситона от температуры получаются следующие энергетические зазоры между уровнями экситонов: 7 мэВ и 86 мэВ.
{"title":"Температурная зависимость времени жизни в нанокристаллах CdS, сформированных\u0000с помощью метода Ленгмюра-Блоджетт","authors":"","doi":"10.34077/rcsp2019-129","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-129","url":null,"abstract":"Полупроводниковые нанокристаллы (НК) - многообещающие материалы для новых оптических\u0000приборов, так как длина волны люминесценции НК может меняться с изменением их размеров.\u0000Распространенными способами изготовления НК являются молекулярная лучевая эпитаксия и\u0000электронная литография. Также существуют более простые и дешевые химические методы:\u0000коллоидный синтез и метод Ленгмюра-Блоджетт (ЛБ).\u0000В данной работе исследовалась кинетика фотолюминесценции (ФЛ) НК CdS, сформированных в\u0000матрице пленки Ленгмюра-Блоджетт. Было обнаружено, что кинетика ФЛ длится необычно долгое\u0000время, более 1 мкс и затухание ФЛ идет по биэкспоненциальному закону. С целью изучения\u0000механизмов, приводящих к длительной микросекундной кинетики в данной работе была исследована\u0000нестационарная ФЛ НК CdS в диапазоне температур 5-300 К.\u0000Кривая затухания интенсивности ФЛ, измеренная при Т=5 К, описывается биэкспоненциальной\u0000зависимостью от времени и содержит два участка: быстрый и медленный. Зависимость\u0000интенсивности ФЛ от времени может\u0000быть описана суммой двух экспонент, с\u0000характерными временами жизни 40 и\u0000150 нсек соответственно. Быстрое время\u0000затухания интенсивности ФЛ мы\u0000связываем с рекомбинацией\u0000отрицательных трионов [1].\u0000Температурную зависимость\u0000излучательного времени жизни триона\u0000можно объяснить делокализацией\u0000электронов за пределы НК при\u0000повышении температуры и уменьшения\u0000перекрытия их волновых функций с\u0000волновой функцией дырки [2].\u0000Медленное время жизни определяется\u0000рекомбинацией темного экситона [3]. С\u0000учетом тонкой структуры темного\u0000экситона температурную зависимость\u0000медленного времени жизни можно\u0000описать простой 3-х уровневой моделью\u0000с разными временами жизни. При этом распределения экситонов по состояниям описывается\u0000уравнением Больцмана [3]. В результате аппроксимации экспериментальной зависимости времени\u0000жизни темного экситона от температуры получаются следующие энергетические зазоры между\u0000уровнями экситонов: 7 мэВ и 86 мэВ.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"8 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"121519788","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
Павел Александрович Алексеев, А. Ю. Шаров, И.П. Сошников, Г. Э. Цырлин, E. Lähderanta
Полупроводниковые нановискеры активно исследуются научными группами по всему миру ввиду их перспективности для применений в гибких эффективных детекторах, транзисторах, фотодиодах, солнечных панелях и низкоразмерных экологичных генераторах тока. Одним из наиболее востребованных материалов для приложений фотоники является GaAs, так как это прямозонный полупроводник со значением ширины запрещённой зоны (1.4 эВ), оптимальным для высокоэффективного светопоглощения видимого солнечного излучения на нашей планете. На нынешнем уровне развития технологии производства солнечных панелей, декорированных квазиодномерными наноструктурами (вискерами) из GaAs, было достигнуто КПД 15.3% [1] с перспективой его дальнейшего увеличения. Повышение эффективности основано на оптимизации диаметра и регулярности расположения вертикальных наноструктур согласно расчётам по эффективности в модели энергетического баланса Шокли-Квайссера и оптимизации запутывания фотонов в массиве нанопроводов. Вместе с этим, благодаря чрезвычайной работоспособности группы Ж.Л.Ванга из Университета Джорджии, активно развивается направление пьезотроники. Лабораторные прототипы его пьезотронных наногенераторов тока с автономным питанием на нановискерах ZnO и CdS получили широкое признание как одна из прорывных идей в современных нанотехнологиях. Стоит отметить, что использование полупроводников, которые могут повышать концентрацию носителей при облучении светом является новым направлением пьезо-фототроники [2]. Нами была обнаружена генерация тока в вюрцитной фазе единичных вискеров GaAs [3]. Вюрцитный GaAs чрезвычайно привлекателен тем, что объединяет оптимальное значение ширины запрещённой зоны с нецентросимметричной структурой кристалла, которая обусловливает наличие пьезоэффекта. Экспериментальный результат был достигнут на массиве вертикальных нановискеров с помощью проводящего АСМ зонда и аккуратно проведённой микроскопии в режиме постоянной высоты. Моделирование свойств вюрцитной фазы GaAs и других материалов позволило выстроить общую процедуру исследования. Обнаруженный феномен усиления тока при засвечивании деформированных вискеров из вюрцитной фазы GaAs может привести к использованию этого материала в пьезо-фототронных генераторах тока ввиду комбинации подходов фотоники и пьезоэффекта. В докладе будет сообщено об эксперименте, проведённом нами на сканирующем зондовом микроскопе, и описан феномен пьезо-фототронной генерации тока.
{"title":"Пьезо-фототронный эффект в вюрцитной фазе нановискеров из GaAs","authors":"Павел Александрович Алексеев, А. Ю. Шаров, И.П. Сошников, Г. Э. Цырлин, E. Lähderanta","doi":"10.34077/rcsp2019-117","DOIUrl":"https://doi.org/10.34077/rcsp2019-117","url":null,"abstract":"Полупроводниковые нановискеры активно исследуются научными группами по всему миру ввиду\u0000их перспективности для применений в гибких эффективных детекторах, транзисторах, фотодиодах,\u0000солнечных панелях и низкоразмерных экологичных генераторах тока. Одним из наиболее\u0000востребованных материалов для приложений фотоники является GaAs, так как это прямозонный\u0000полупроводник со значением ширины запрещённой зоны (1.4 эВ), оптимальным для\u0000высокоэффективного светопоглощения видимого солнечного излучения на нашей планете.\u0000На нынешнем уровне развития технологии производства солнечных панелей, декорированных\u0000квазиодномерными наноструктурами (вискерами) из GaAs, было достигнуто КПД 15.3% [1] с\u0000перспективой его дальнейшего увеличения. Повышение эффективности основано на оптимизации\u0000диаметра и регулярности расположения вертикальных наноструктур согласно расчётам по\u0000эффективности в модели энергетического баланса Шокли-Квайссера и оптимизации запутывания\u0000фотонов в массиве нанопроводов. Вместе с этим, благодаря чрезвычайной работоспособности группы\u0000Ж.Л.Ванга из Университета Джорджии, активно развивается направление пьезотроники.\u0000Лабораторные прототипы его пьезотронных наногенераторов тока с автономным питанием на\u0000нановискерах ZnO и CdS получили широкое признание как одна из прорывных идей в современных\u0000нанотехнологиях. Стоит отметить, что использование полупроводников, которые могут повышать\u0000концентрацию носителей при облучении светом является новым направлением пьезо-фототроники\u0000[2].\u0000Нами была обнаружена генерация тока в\u0000вюрцитной фазе единичных вискеров GaAs [3].\u0000Вюрцитный GaAs чрезвычайно привлекателен\u0000тем, что объединяет оптимальное значение\u0000ширины запрещённой зоны с\u0000нецентросимметричной структурой кристалла,\u0000которая обусловливает наличие пьезоэффекта.\u0000Экспериментальный результат был достигнут на\u0000массиве вертикальных нановискеров с помощью\u0000проводящего АСМ зонда и аккуратно проведённой\u0000микроскопии в режиме постоянной высоты.\u0000Моделирование свойств вюрцитной фазы GaAs и других материалов позволило выстроить общую\u0000процедуру исследования. Обнаруженный феномен усиления тока при засвечивании\u0000деформированных вискеров из вюрцитной фазы GaAs может привести к использованию этого\u0000материала в пьезо-фототронных генераторах тока ввиду комбинации подходов фотоники и\u0000пьезоэффекта. В докладе будет сообщено об эксперименте, проведённом нами на сканирующем\u0000зондовом микроскопе, и описан феномен пьезо-фототронной генерации тока.","PeriodicalId":118786,"journal":{"name":"Тезисы докладов Российской конференции и школы молодых ученых по актуальным проблемам полупроводниковой фотоэлектроники «ФОТОНИКА-2019»","volume":"5 1","pages":"0"},"PeriodicalIF":0.0,"publicationDate":"2019-05-24","publicationTypes":"Journal Article","fieldsOfStudy":null,"isOpenAccess":false,"openAccessPdf":"","citationCount":null,"resultStr":null,"platform":"Semanticscholar","paperid":"131989781","PeriodicalName":null,"FirstCategoryId":null,"ListUrlMain":null,"RegionNum":0,"RegionCategory":"","ArticlePicture":[],"TitleCN":null,"AbstractTextCN":null,"PMCID":"","EPubDate":null,"PubModel":null,"JCR":null,"JCRName":null,"Score":null,"Total":0}
京公网安备 11010802042870号
京ICP备2023020795号-1
扫码关注我们
求助内容：
应助结果提醒方式：