Особенности фотопроводимости монокристаллов сульфида кадмия при комбинированном возбуждении

Особенности фотопроводимости монокристаллов сульфида кадмия при комбинированном возбуждении

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ УКРАИНЫ

ОДЕССКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

им.  И.И.МЕЧНИКОВА

кафедра экспериментальной физики

ОСОБЕННОСТИ ФОТОПРОВОДИМОСТИ МОНОКРИСТАЛЛОВ СУЛЬФИДА КАДМИЯ

ПРИ КОМБИНИРОВАННОМ ВОЗБУЖДЕНИИ

          Допускается к защите

           Заведующий кафедрой

         экспериментальной физики

академик _______________ Смынтына В.А.

Дипломная работа

студентки V курса

физического факультета                                                                                

Минаевой Ольги Павловны

Научные руководители:

Профессор Чемересюк Г.Г.

Зав. лабораторией Каракис Ю.Н.

ОДЕССА – 2007

Содержание

Введение

Глава 1. Фотоэлектрические свойства неоднородных

полупроводниковых образцов

1.1.          Свойства кристаллов, подвергнутых обработке в газовом разряде

1.2.          Фотопроводимость при наличии запирающего барьера

1.3.          Фотовольтаический эффект в полупроводниках с электрической     

           неоднородностью

1.4.          Особенности фотопроводимости, обусловленные неоднородным   

          освещением

1.5     Обогащенный контактный слой в отсутствие тока

Глава 2. Энергетическая структура омического контакта в присутствии неравномерно распределенных электронных ловушек

2.1.    Влияние ловушек на структуру барьера. Предварительный анализ

2.2.          Распределение энергии в приконтактных слоях полупроводника с ловушками для электронов

2.3.    Структура барьера в истощенном слое

2.4.    Детализация явного вида функции распределения энергии

2.5.    Энергетический профиль барьера в объеме полупроводника

2.6.    Влияние освещения на профиль барьер

Глава 3. Фотоэлектрические свойства кристаллов, обработанных в

           газовом разряде

3.1.    Технология легирования образцов

3.2     Вольтамперные характеристики исследуемых структур

3.3.    Спектральное распределение фототока

3.4.    Спектральное распределение фото-э.д.с

3.5.    Люкс-амперные характеристики

Выводы

Литература

Введение

Качество омических контактов к различным полупроводниковым устройствам является определяющим для их надежного и долговременного функционирования. Этим обеспечивается значительный интерес ко всем аспектам работы таких контактов – их созданию, особенностям протекания тока через них.

Вместе с тем известно, что свойства полупроводниковых веществ могут изменяться в широких пределах в зависимости от количества и качества образовавшихся дефектов. Разумеется, это неизбежно должно сказываться и на контактирующей части полупроводникового кристалла.

В настоящей работе рассмотрена задача о поведении изначально омического контакта к полупроводнику при появлении в его области пространственного заряда неравномерно распределенных электронных ловушек. Несмотря на очевидную актуальность этой проблемы, в литературе она практически не освещена.

Введение ловушечных центров в приконтактную область полупроводника, по-видимому, может кардинально изменить энергетическую структуру этой области. В частности, в случае электронных ловушек, возможно образование запирающего барьера. При этом значительно изменяются условия токопереноса и возникают специфические эффекты, близкие по природе к отрицательной фотопроводимости.

Мы ставим себе задачей выведение формулы, описывающей, как в темноте, так и на свету, вид возникающего барьера в зоне проводимости. А также определения связи параметров этого барьера – его ширины, высоты, координаты максимума, крутизны стенок – от свойств ловушек – их энергетической глубины, начальной концентрации и распределения по глубине образца. В тех случаях, когда прямой анализ был затруднителен, выявлялись, по крайней мере, тенденции зависимости.

Целью настоящей работы является показать, что неравномерно  распределенные электронные ловушки способны сформировать запирающий барьер в области пространственного заряда омического контакта. Параметры его однозначно связанны с параметрами ловушек и значит, управляются технологически. При этом благодаря  возникшему барьеру полупроводниковый кристалл приобретает новые свойства, в том числе и аномальные.

ГЛАВА 1

Фотоэлектрические свойства неоднородных полупроводниковых образцов

1.1.         Свойства кристаллов, подвергнутых

 обработке в газовом разряде

Изменения фотопроводимости, вызванные обработкой монокристаллических образцов халькогенидов кадмия в газовом разряде исследовали авторы [1-3]. Технология такой обработки заключается в следующем. Образец помещался в вакууме ~ 10-2¸10-3 мм.рт.ст. между электродами, к которым прикладывалось напряжение порядка нескольких киловольт. Использовались переменные поля промышленной частоты. В образовавшемся стримере разряда происходит бомбардировка заряженными частицами поверхности образца.

Об­работка поверхности монокрис­таллов халькогенидов кадмия газо­вым разрядом приводит к су­щественному изменению вида вольтамперных характеристик.[2]. До обработки они линейны во всем интервале применяемых напряжений. После обработки линейный участок темновой вольтамперной харак-теристики  (рис. 1.1, кривая 1) сохраня­ется лишь при начальных на­пряжениях. Затем зависимость тока от напряжения становится сублинейной, достигая насыще­ния. При достаточно высоких электрических полях она пе­реходит в зависимость вида I ~V* где    п > 2. При освеще­нии кристалла (рис. 1, кривая 2) светом с λ = 740 нм зависи­мость Iф(V) сохраняет все осо­бенности предыдущей кривой. Характерным является то, что при указанной подсветке в не­котором интервале напряжений кривая 2 проходит ниже кривой 1, т.е. ток, измеренный при возбуж­дении кристалла светом, оказывается меньшим темнового. При под­светке излучением из глубины полосы собственного поглощения (λ = 500 нм) характеристика почти спрямляется в широкой области на­пряжений  (рис. 1.1, кривая 3).

Обработка газовым разрядом поверхности кристаллов халькогенидов кадмия, наряду с уменьшением поверхностной рекомбинации, приводит к созданию большой концентрации электрон­ных ловушек в приповерхностном слое. Это должно вызвать не только резкое возрастание инерционности фототока, что действительно наблю­дается на опыте, но и уменьшение подвижности свободных носителей μ за счет дополнительного рассеяния их на заполненных электронами  ловушках. Перезарядка ловушек может происходить как фотовозбужденными, так и инжектированными в кристалл электронами. Учитывая это, сублинейность и насыщение вольтамперных характеристик можно объяснить уменьшением подвижности за счет возрастания с увеличением напряжения концентрации инжектиро­ванных в образец электронов, заполняющих ловушки в припо­верхностном слое кристалла. Последующее быстрое возрастание тока с ростом напряжения может быть объяснено процессами, при­водящими к размножению свобод­ных носителей с помощью элек­трического поля (освобождение мелких ловушек полем или удар­ная их ионизация быстро движу­щимися электронами).

Наблюдаемое уменьшение тока  при освещении кристалла светом из области 730 нм можно интерпретировать как следствие увеличения числа рассеивающих центров при подсветке. Это может соответствовать заполнению ловушек фотоэлектронами или подъему электронов непосредственно из валентной зоны на уровни дефектов. Сравнение кривых 1 и 2 рисунка 1.1 показывает, что существует некоторая область напряжений, где ток, измеренный при освещении, имеет меньшую величину, чем соответствующий темновой ток. Это может произойти в результате настолько значительного уменьшения подвижности свобо­дных носителей, что возрастание их концентрации в результате фотовоз-буждения  оказывается недостаточным для         увеличения световой проводимости по  сравнению с темновой.  Возрастание эффекта с увеличением электрического поля связано с повышением концентрации рассеивающих центров, вследствие заполнения ловушек электронами. Однако, при достаточно боль­ших полях начинает сказываться ударная ионизация ловушек. Наибольшие изменения фотопроводимости достигается как результат равно­весия между этими двумя эффектами.

В случае возбуждения кристалла сильно поглощаемым светом фототок создается в тонком приповерхностном слое, что соответствует высокой плотности свободных носителей. Тогда ловушки уже полностью насыщены электронами, и инжектированные полем носители не меняют их зарядового состояния. При такой ситуации сублинейность зависи­мости фототока от напряжения проявляется слабо [2] (рис.1.1, кривая 3).

Резкая за­висимость эффекта от длины волны возбуждающего света показывает, что здесь сущес­твенную роль играет глубина проникновения света, т.е. за­висимость коэффициента погло­щения CdSe от длины волны возбуждающего света. При этом нужно учитывать, что обработка монокристалла газо­вым разрядом, вызывает повы­шение концентрации ловушек в тонком приповерхностном слое. Поэ­тому изменение фотопроводимости в дан­ном случае зависит от соотношения глуби­ны проникновения возбуждающего света в образец и глубины распространения рассеивающих центров. Если свет пол­ностью поглощается в очень тонком по­верхностном слое, то это соответствует случаю высокой плотности возбуждения. При проникновении возбужда­ющего света на большую глубину в кристалл свободные носители рождаются во всем объеме полупроводника, где плот­ность ловушек не повышена обработкой. Это снова приводит к стимулированию фототока. Наиболее благоприятным слу­чаем для  изменения фотопроводимости можно считать совпа­дение глубины проникновения света с глубиной расположения ловушек.

1.2.         Фотопроводимость при наличии

 запирающего барьера

Авторы [4] наблюдали, что при освещении проводимость пленок CdS1-xSex сначала незначительно увеличивается, а потом резко уменьшается относительно темнового тока. С ростом интенсивности света зависимость имеет характер насыщения. При оптимальных условиях кратность фотоответа составляла    α = IT/IF ≥ 103 (IТ — значение темнового, а IF — светового тока). Причём проявляется лишь в некоторых интерва­лах значений интенсивности падающего на об­разец светового потока, приложенного напряжения и температуры.

На рис. 1.2 приведены вольт-амперные харак­теристики (ВАХ) пленок CdS0,6Se0,4, не подверг­нутых термической обработке. Кривая 2 (см. рис. 1.2) иллюстрирует зависи­мость темнового тока от приложенного напря­жения. При малых напряжениях (0—6 В) на ВАХ наблюдается линейный участок. С увеличением напряжения от 6 до 20 В линейный участок ВАХ переходит в суперлинейный участок, а при более высоких напряжениях зависимость имеет вид I ~ Uβ, где β > 2.

При уменьшении приложен­ного напряжения на ВАХ наблюдается гистере­зис. С увеличением интенсивности падающего света образцы показывают остаточную проводимость (см.рис.1.2, кривая 3), и при более высоких значениях интенсивности света характеристика почти спрямляется в широкой области напряженности электрического поля (рис.1.2, кривая1) (0,5-130 В/см)

Вид этой ветви ВАХ авторы [4] определяли в основном явлением инжекции носителей при наличии захвата их на ловушках. Эксперимен­тальная величина тока в образцах существенно была меньше теоретического значения, полученного для идеального полупроводника. При малых значениях электрического поля инжектирован­ные электроны локализуются на ловушках, и это приводит к уменьшению тока. Резкое возраста­ние тока при больших значениях электрического поля связано с освобождением мелких ловушек полем или ударной ионизацией быстродвижущихся электронов. Захват инжектированных носителей заряда на ловушках приводит к мед­ленному падению тока через образец при фик­сированном напряжении и к появлению гистере­зиса на ВАХ при вводе - выводе электрического тока.

При освещении происходит заполнение ло­вушек фотоэлектронами или переход электронов непосредственно из валентной зоны на уровни дефектов, связанных адсорбированными атомами кислорода. При срав­нении кривых темнового и светового тока вид­но, что существует область напряжений, где фототок имеет меньшую величину, чем темно­вой, при тех же значениях приложенного на­пряжения.

Известно, что подобное явление наблюдается в полупро­водниках с долговременными релаксациями проводимости. Авторы считают, что это  в большинстве случаев связано с наличием в объектах исследований макроскопических потенциальных барьеров. В общем случае эти барьеры связываются с неоднородностями различного происхождения, к списку которых можно отнести монокристалли­ческие границы, дислокации, кластеры и др. Наличие таких неоднородностей приводит к перестройке всей физической картины фото­электрических явлений.

По мнению авторов [4], в этом случае процессы связаны с наличием двух барьеров. Туннельный пере­ход электронов с барьера между кристаллами в барьер, связанный с адсорбированным кислородом приводит к уменьшению кратности фотоответа. По­следующий переход электронов с потенциаль­ного барьера в зону проводимости приво­дит к увеличению фотопроводимости.

1.3. Фотовольтаический эффект в полупроводниках

с электрической неоднородностью

Существование потенциального барьера в полупроводниковых образцах (как правило, структурах с разным типом проводимости или контактом разнородных областей) обычно сопровождается возникновением фотовольтаического эффекта. Заключается он в пространственном разделении образуемых светом разноимённых носителей тока из-за воздействия на них встроенного электрического поля [5]. Если при этом сопротивление внешней цепи незначительно по сравнению с сопротивлением образца, то во всей замкнутой цепи, содержащей освещаемый образец, потечёт электрический ток. Более сложные процессы происходят, если внешняя цепь разомкнута (так называемый режим холостого хода).

В этом случае поведение носителей тока в начальные моменты времени после освещения и в стационарном состоянии существенно отличается. В первые моменты времени фотовозбуждённые электроны под воздействием поля барьера образуют дрейфовый ток в сторону квазинейтральной части за пределами области пространственного заряда. Поскольку цепь разомкнута, они там накапливаются, понижая потенциал этого участка. Аналогично, за счёт дрейфового тока  неравновесные дырки скапливаются с противоположной стороны. Потенциал этой области увеличивается. На контактах разомкнутого элемента образуется некоторая разность потенциалов, называемая э.д.с. холостого хода. Рекомбинационными процессами мы пренебрегаем, считая используемые материалы достаточно чистыми.

Если бы других процессов после освещения не происходило, фиксируемая вольтметром разность потенциалов в течение всего времени освещения практически неограниченно возрастала. Однако в полном соответствии с принципом Ле Шателье-Брауна, развиваясь, этот процесс возбуждает конкурирующие явления. Между областями с повышенным содержанием электронов и избыточным содержанием дырок возникает ещё одно, внутреннее, поле, направленное против поля барьера. Из-за взаимодействия этих полей высота потенциального барьера, а значит и напряжённость поля здесь, несколько понижается. Ровно настолько, чтобы возросший при этом диффузионный ток в точности скомпенсировал генерационный.

Оба типа носителей – и основные и неосновные в основном занимают нижние уровни энергии в соответствующих зонах. При понижении барьера, вследствие обычных градиентов концентраций, они устремляются в противоположные области. С течением времени, за достаточно быстрый период, вновь, как и в темноте, устанавливается равновесие между дрейфовыми и диффузионными токами, только на более высоком уровне.

 Высота барьера при этом, а значит и фиксируемая извне стационарная разность потенциалов, контролируется только интенсивностью падающего света.

1.4. Особенности фотопроводимости, обусловленной

 неоднородным освещением

При исследовании слоистой структуры для объяснения наблюдаемых изменений авторами  [6] привлекалось представление о влиянии электрического по­ля омического контакта на фотопроводимость. Внутреннее по­ле омического контакта разделяет генерированные светом электроны и дырки так, что дырки движутся в объем селенида кадмия, а электроны переходят в сульфид кадмия (элект­род). При этом изменение проводимости низкоомного сульфи­да кадмия пришедшими электронами несущественно для про­дольного фоторезистора, в то время как дырки в селениде кадмия, захватываясь на центры чувствительности, вызывают гашение проводимости, в результате чего сопротивление слоя возрастает.

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 3 и 4 соответственно. Захват электронов в области 3 приводит к повышению ее проводимости, сохраняющемуся длительное время из-за на­личия рекомбинационного барьера на границе областей 3 и 4, препятствующего рекомбинации электронов с дырками, находящимися в области 4.

Уменьшение остаточной про­водимости происходит в об­ласти 5 вблизи омического контакта 1 в 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 (euk < 0 и в несколько раз превышает кТ) (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 < 0 и увеличивается по абсолютной величине с увеличением 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 п0 замене­на 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.

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).

Страницы: 1, 2