В статье рассмотрено современное состояние с разработкой фотоприемников и фотоприемных устройств, работающих в диапазоне длин волн электромагнитного излучения 0,1—0,38 мкм. Приведен обзор мировых достижений и тенденций развития этой области фотоэлектроники на основе различных полупроводниковых материалов. Рассмотрены основные физико-технические проблемы создания второго поколения ультрафиолетовых фотоприемных модулей на основе соединений АIII-N.
В статье проведен анализ современного состояния твердотельной фотоэлектроники для тепловизионной и теплопеленгационной аппаратуры нового поколения. Приведены последние результаты разработок фотоэлектронных модулей для задач тепловидения и теплопеленгации в спектральных диапазонах 1—3, 3—5 и 8—12 мкм, а также для ультрафиолетового диапазона. Рассмотрены основные физико-технологические проблемы создания фотоэлектронных модулей, а также проблемы создания фоточувствительных материалов для них. Приведен прогноз развития направления. Описаны совместные достижения государственного научного центра «НПО «Орион» и факультета физической и квантовой электроники Московского физико-технического института (государственного университета).
На основе метода Ланжевена рассчитаны корреляторы стационарных фотоиндуцированных случайных полей (СП) концентраций и токов подвижных носителей заряда в ИК-фотодиодах и в гомогенных полупроводниках. Установлено, что корреляторы тепловых и фотоиндуцированных СП концентраций подвижных носителей заряда определяются одинаковыми выражениями при любой структуре p─n-перехода и произвольной полярности приложенного напряжения, в то время как корреляторы СП фотоиндуцированных и темновых токов определяются одинаковыми выражениями только в случае обратносмещенного p─n-перехода с длинной базой.
Проведен анализ работы (тематики и докладов) 23-й Международной конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения и выставки по тематике конференции, которые состоялись в Москве 28—30 мая 2014 года.
Разработана аналитическая модель облученности фотослоя сканирующих и смотрящих матричных фотоприемных устройств (МФПУ). Плоскость фотослоя МФПУ в общем случае представляет собой любой заданный набор матриц фоточувствительных элементов (МФЧЭ) с различными спектральными характеристиками и расположением. Конструкция оптического тракта также представляет собой набор заданных плоскостей с любыми заданными окнами (диафрагмами), светопоглощающими экранами и светофильтрами, согласованными с заданным объективом и МФЧЭ. Учтены такие паразитные компоненты, как облученность от объектива, от всех светопоглощающих экранов и внешнего корпуса, от окон, с учетом их спектральных коэффициентов пропускания. Рассмотрены случаи с однородным и неоднородным внешним фоном, с изображением объектов с низкими и высокими пространственными частотами вплоть до точечных изображений.
Данная работа представляет собой вторую часть общего обзора авторов. В первой части (см. «Успехи прикладной физики», 2016. Т. 4. № 1. С. 52) проведена общая постановка задачи по аналитическому вычислению межзонных туннельных токов в p–n-структурах, прежде всего, на основе прямозонных полупроводников в условиях лавинного размножения носителей, их коэффициентов размножения и лавинных факторов шума. Выполнена программа по вычислению коэффициентов размножения. В наиболее характерных ситуациях они представлены в аналитическом виде. Показано, что полученные аналитические результаты находятся в хорошем количественном согласии с проведенными ранее численными расчетами и экспериментальными данными.
В данной части обзора проведен теоретический анализ зависимости межзонного туннельного тока гетероструктуры с p+–n-переходом в ″широкозонном″ слое от параметров используемых полупроводниковых материалов, уровней легирования ″высокоомных″ слоев и их толщин при напряжениях лавинного пробоя гетероструктуры. Показано, что туннельный ток, как правило, немонотонно зависит от концентрации легирующей примеси в ″высокоомной″ части ″широкозонного″ слоя. В наиболее практически интересном случае существует оптимальная концентрация этой примеси, при которой для заданных толщин слоев и уровня легирования ″узкозонного″ слоя туннельный ток достигает абсолютного минимума. Выведена простая формула для определения величины этой концентрации. Получено также аналитическое выражение для определения минимального значения туннельного тока. В реальных случаях перепад токов может составлять несколько порядков. Выяснено, что увеличение уровня легирования ″узкозонного″ слоя во многих случаях приводит к уменьшению туннельного тока. Показано, что при понижении уровня легирования ″высокомных″ слоев гетероструктуры туннельный ток не обращается в нуль, а начиная с некоторой концентрации перестает зависеть от уровня легирования. Аналогичный эффект имеет место и для гомогенного p+–n-перехода. Обсуждаются физические причины такого поведения туннельного тока при напряжениях лавинного пробоя. Разработана методика оптимизации параметров гетероструктуры порогового лавинного фотодиода с разделенными областями поглощения и умножения. Проведены конкретные расчеты, например, для широко используемой системы InP-In0,53Ga0,47As-InP.
Рассмотрена возможность описания переходных процессов в p–n–n-лавинных фотодиодах (ЛФД) элементарными функциями, прежде всего, при начальном напряжении V0, большем напряжения лавинного пробоя VBD. Постановка задачи вызвана потребностью знать явные условия возникновения гейгеровской моды работы ЛФД. Выведено несложное выражение, описывающее динамику лавинного гейгеровского процесса. Получена формула для полного времени его протекания. Представлено явное аналитическое соотношение реализации моды Гейгера. Определены условия применимости полученных результатов.
В заключение на основе аналитических вычислений обсуждены и продемонстрированы преимущества лавинных гетерофотодиодов (ЛГФД) с разделенными областями поглощения и умножения (РОПУ) типа ‘‘low-high-low’’ перед классическими образцами. Нумерация формул, рисунков и литературы продолжает нумерацию части I.
Представлены аналитические выражения для коэффициентов лавинного размножения носителей в p–n-структурах. Рассмотрены наиболее характерные ситуации: ступенчатый (резкий) и плавный (линейный) p–n-переходы и тонкая p+–n(p)–n+-структура (типа p–i–n). Выведены формулы для напряжения лавинного пробоя VBD и показателя степени в соотношении Миллера для зависимости коэффициента размножения носителей от приложенного напряжения V. На примере полупроводников Ge, Si, GAP и InSb показано, что полученные аналитические результаты находятся в хорошем количественном согласии с проведенными ранее численными расчетами и экспериментальными данными. Эти результаты позволяют быстро и с хорошей точностью оценивать коэффициенты размножения электронов и дырок при заданном приложенном напряжении V.
Проведен теоретический анализ зависимости межзонного туннельного тока гетероструктуры с p+–n-переходом в ″широкозонном″ слое от параметров используемых полупроводниковых материалов, уровней легирования ″высокоомных″ слоев и их толщин при напряжениях лавинного пробоя гетероструктуры. Показано, что туннельный ток, как правило, немонотонно зависит от концентрации легирующей примеси в ″высокоомной″ части ″широкозонного″ слоя. В наиболее практически интересном случае существует оптимальная концентрация этой примеси, при которой для заданных толщин слоев и уровня легирования ″узкозонного″ слоя туннельный ток достигает абсолютного минимума. Выведена простая формула для определения величины этой концентрации. Получено также аналитическое выражение для определения минимального значения туннельного тока. В реальных случаях перепад токов может составлять несколько порядков. Выяснено, что увеличение уровня легирования ″узкозонного″ слоя во многих случаях приводит к уменьшению туннельного тока. Показано, что при понижении уровня легирования ″высокомных″ слоев гетероструктуры туннельный ток не обращается в нуль, а начиная с некоторой концентрации перестает зависеть от уровня легирования. Аналогичный эффект имеет место и для гомогенного p+–n-перехода. Обсуждаются физические причины такого поведения туннельного тока при напряжениях лавинного пробоя. Разработана методика оптимизации параметров гетероструктуры порогового лавинного фотодиода с разделенными областями поглощения и умножения. Проведены конкретные расчеты, например, для широко используемой системы InP-In0,53Ga0,47As-InP.
Рассмотрена возможность описания переходных процессов в p–i–n лавинных фотодиодах (ЛФД) элементарными функциями, прежде всего, при начальном напряжении V0, большем напряжения лавинного пробоя VBD. Постановка задачи вызвана потребностью знать явные условия возникновения гейгеровской моды работы ЛФД. Выведено несложное выражение, описывающее динамику лавинного гейгеровского процесса. Получена формула для полного времени его протекания. Представлено явное аналитическое соотношение реализации моды Гейгера. Определены условия применимости полученных результатов.
В заключение на основе аналитических вычислений обсуждены и продемонстрированы преимущества лавинных гетерофотодиодов (ЛГФД) с разделенными областями поглощения и умножения (РОПУ) типа ‘‘low-high-low’’ перед классическими образцами.