Книги по разным темам
Pages: | 1 | 2 | 3 | 4 | 5 | ... | 9 | 4.1. Барьеры Шоттки качестве УФ фотоэлектропреобразователей, поскольку область поглощения коротковолнового излучения на4.1.1. Энергетическая диаграмма. Диоды Шоттки ходится вблизи поверхности полупроводника, в слое (поверхностно-барьерные диоды) со структурой ме- объемного заряда, где присутствует высокое электриталл-полупроводник (m-s) широко используются в ческое поле и, следовательно, поверхностная рекомбиФизика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 1034 Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг Таблица 8. Основные механизмы протекания тока в барьерах Шоттки на основе широкозонных полупроводников с высокой подвижностью основных носителей заряда Условие Особенности Механизм Вид ВАХ выполнения ВАХ -qB qV Термоэлектронная эмиссия kT > E00 I = AST exp exp - 1 = I expV f f kT nkT qV I= I0 exp - 1, nkT exp AT T -qB Ir = AST exp kT EqV Термополевая эмиссия kT E00 I = I0 exp, E0 = E00coth, f E0 kT q N E00 = = 18.5 1015 sN 2 0s m m qV B Туннелирование (полевая эмиссия) kT < E00 I = I0 exp I exp f f EN Примечание. I0 Ч ток насыщения, V Чнапряжение, I Ч прямой ток, Ir Ч обратный ток, A Ч эффективная постоянная Ричардсона, S Ч f площадь, B Ч высота потенциального барьера, N и m Ч концентрация и эффективная масса нескомпенсированных носителей, 0 и s Ч диэлектрическая проницаемость вакуума и полупроводника.
нация не оказывает существенного влияния на процесс слой толщиной, составляет фотоэлектропреобразования.
qB ( - s ) +(1 - )(Eg - 0), m Высота идеального (не содержащего промежуточного слоя) барьера Шоттки B на основе полупроводников, где s в которых плотность поверхностных состояний мала, = s + qDs определяется работой выхода электронов из металла m и сродством к электрону полупроводника s (рис. 4):
(s Ч диэлектрическая проницаемость полупроводника).
В табл. 7 приведены значения [43,54], s [44,45], m qB = - s (n-тип), qB = Eg - + s (p-тип). Ds [43,55,56] и ориентировочные значения высоты поm m тенциального барьера Шоттки qB [43,57Ц70].
Если полупроводник имеет высокую плотность по4.1.2. Темновой ток. Существуют три основных верхностных состояний Ds, сконцентрированных на механизма протекания темнового тока Id в барьерах уровне 0 в запрещенной зоне (случай GaAs) или в Шоттки на основе широкозонных полупроводников с зоне проводимости (случай InAs), причем половина высокой подвижностью основных носителей заряда [71] из них заполнена электронами, а половина пустая, то (табл. 8).
говорят, что уровень Ферми закреплен на поверхности полупроводника на уровне нейтральности 0. В случае 1) Если концентрация носителей заряда мала (потенполупроводника n-типа проводимости высота барьера циальный барьер широкий), то ток протекает за Шоттки, содержащего промежуточный диэлектрический счет термического возбуждения электронов и их Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Полупроводниковые фотоэлектропреобразователи для ультрафиолетовой области спектра... Таблица 9. Основные механизмы протекания фототока в барьерах Шоттки Механизм Условие выполнения Iph = f (V ) Эмиссия из металла qB < h
перехода из полупроводника в металл или обрат- 2) генерацией электронно-дырочных пар в полупроводно (термоэлектронная эмиссия). В данном случае нике и разделением их полем объемного заряда при зависимость тока от напряжения экспоненциальная, энергии фотонов h >Eg (формула Гартнера) [76].
ее наклон в полулогарифмическом масштабе q/nkT, Второй процесс Ч существенно более эффективный, где величина коэффициента идеальности n при учете чем первый, и поэтому длинноволновая граница спектра влияния сил изображения на высоту потенциального фототока короткого замыкания обычно близка к ширине барьера должна быть равна 1.01-1.05. Зависимость запрещенной зоны Eg в прямозонных полупроводниках I0/AT = f (1/T ) (график Ричардсона) должна быть и к пороговой энергии прямых оптических переходов Eлинейной в полулогарифмическом масштабе, а ее в непрямозонных полупроводниках.
наклон должен составлять qB/k. При h Eg с ростом h всегда наблюдается спад 2) Если концентрация носителей заряда в полупровод- квантовой эффективности фотоэлектропреобразования.
нике очень велика (потенциальный барьер достаточно Разработано несколько теорий для объяснения этого узок), то ток протекает за счет туннелирования сквозь спада [77Ц85]. В работе [77] на примере структуры барьер по всей его высоте (полевая эмиссия). Au-Si предполагалось, что спад связан с движением тер3) Если концентрация носителей заряда в полупровод- мализованных электронов против электрического поля, нике не так велика, чтобы носители могли тунне- захватом их на поверхности полупроводника и рекомлировать через барьер по всей его высоте, то ток бинацией с дырками. В работах [78,79] спад объяснялся обусловлен термическим возбуждением носителей и диффузией термализованных электронов из полупроводтуннелированием их сквозь вершину барьера (теория ника в металл. Однако термализованные электроны за счет диффузии могут эффективно преодолевать потентермополевой эмиссии).
циальные барьеры высотой не более kT/q, а эффекОбычно при нормальных условиях и обычных контивная длина, на которой потенциал вблизи поверхцентрациях носителей заряда в GaAs, GaP, GaN экспености полупроводника изменяется на величину kT/q, риментальные результаты соответствуют теории термосоставляет kT/qEm (Em Ч максимальное электронное электронной эмиссии [57,62,72,73].
поле в слое объемного заряда). Поэтому эффективно ДвтягиватьсяУ в металл могут только фотоэлектроны, 4.1.3. Фототок. Фоточувствительность m-s-струквозникшие вблизи поверхности в слое шириной kT/qEm.
тур определяется (табл. 9):
Эта длина обычно бывает существенно меньше глубины 1) генерацией электронов в металле и переходом их поглощения света (например, для m-s-структур на в полупроводник при энергии фотонов h >qB основе n-GaAs и n-GaP при N 1017 см-3 она < 10 нм), (формула Фаулера) [74,75]; и диффузия термализованных электронов не должна Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 1036 Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг приводить к существенному падению фоточувствитель- кулоновского взаимодействия могут образовать горячий ности. В работах [80,81] предполагалось, что термоэлек- экситон с большой эффективной массой и большой энертронная эмиссия электронов и дырок в металл опреде- гией связи (из-за малой дисперсионной кривизны). Такой ляет коротковолновый спад квантовой эффективности, а экситон прочно связывает электрон и дырку, не давая в работе [82] в рамках диффузионно-дрейфового прибли- им разделиться контактным полем в слое объемного заряда, способен достичь металла или квазинейтральной жения теории термоэлектронной эмиссии были учтены области и исключает фотоносители из дальнейшего рекомбинационные процессы на поверхности и получена зависимость квантовой эффективности фотоэлектропре- процесса фотоэлектропреобразования.
образования от коэффициента поглощения, шири- В работах [88,89] изучалась температурная зависимость квантовой эффективности фотодиодов Шоттки и ны слоя объемного заряда W и диффузионной длины наблюдался температурный рост, объясненный захватом неосновных носителей заряда (дырок) Lp:
фотоносителей во флуктуационные ловушки. Теория предполагает, что несовершенства, всегда имеющиеся в Lp - = A 1 + + B приповерхностной области полупроводника, могут обраW зовывать флуктуации профилей дна зоны проводимости и потолка валентной зоны. В отсутствие электрического (A и B Ч коэффициенты).
В работах [83,84] предполагалось, что уменьшение фо- поля такие флуктуации приводят к локализации одного лишь только типа носителей (рис. 5, a, b). Однако точувствительности обусловлено транспортом горячих электрическое поле слоя объемного заряда превращает фотоэлектронов в металл и остыванием их в металле, эти флуктуации в ловушки одновременно и для электротак как толщина области термализации в структурах на, и для дырки (рис. 5, c, d). Захваченные такой ловушна основе полупроводников AIIIBV достаточно велика кой электрон и дырка оказываются локализованными в ( 100 нм) и сравнима с длиной поглощения света. В рапространстве и со временем рекомбинируют вследствие боте [85] предполагалось, что коротковолновый спад мотуннельного эффекта. Изменение температуры приводит жет быть связан с образованием электронно-дырочных к изменению концентрации свободных термализованных пар, в которых один из носителей имеет отрицательную фотоносителей за счет захвата части из них флукэффективную массу, вследствие чего движется против туационными ловушками. С ростом температуры конэлектрического поля и исключается из процесса фотоцентрация свободных термализованных фотоносителей электропреобразования. Однако экспериментальные данрастет за счет термодиссоциации электронно-дырочных ные согласуются с предложенными теориями потерь пар, захваченных ловушками. Следовательно, чем выфотоносителей при h Eg, h Eg и лишь в очень ше температура, тем больше квантовая эффективность узких областях при h Eg, хотя именно эта область фотоэлектропреобразования. Это происходит до тех наиболее актуальна для УФ фотометрии.
пор, пока не наступит полное опустошение ловушек.
В работе [86] высказано предположение, что причиной уменьшения квантовой эффективности при h Eg Квантовая эффективность равна произведению вероятностей ряда последовательных событий: попадания может быть образование горячих экситонов в слое профотона в полупроводник Ч (1 - R); рождения фотоном странственного заряда. Возможность образования такого электронно-дырочной пары Ч ; остывания этой пары в экситона была теоретически предсказана в работе [87], слое объемного заряда Ч (1 - hot); разделения термапричем роль обратной эффективной массы m играет лизованной электронно-дырочной пары электрическим величина 1 d= 2 Ec(k)Ev(k), m d( k)2 k=km где km Ч точка, соответствующая минимальному энергетическому зазору между зоной проводимости и валентной зоной. В k-пространстве зоны Бриллюэна ряда полупроводников (GaAs, GaP, 4H-SiC) имеются области, в которых дно зоны проводимости идет почти ковариантно потолку валентной зоны, причем именно эти области существенны при поглощении УФ излучения. Например, для GaP такими областями являются окрестности L-точки зоны Бриллюэна с энергией зазора 3.9 эВ и окрестности X-точки с энергией зазора 4.8эВ; для 4H-SiC такая область находится между -точкой и M-точкой зоны Бриллюэна и соответствует Рис. 5. Приповерхностные флуктуации энергетических зон энергии зазора 5 эВ. Образовавшиеся в этих областях полупроводника в отсутствие электрического поля (a, b) и в фотоэлектроны и фотодырки двигаются в одном направэлектрическом поле (c, d). Ec Ч зона проводимости, Ev Чвалении с близкими по модулю скоростями и вследствие лентная зона.
Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Полупроводниковые фотоэлектропреобразователи для ультрафиолетовой области спектра... полем Ч (1 - therm) (R Ч коэффициент отражения, Ч внутренний квантовый выход, hot и therm Ч коэффициенты потерь горячих и термализованных фотоносителей). Таким образом, =(1 - R)(1 - hot)(1 - therm).
Величина therm зависит только от отношения концентраций захваченых в ловушки фотоносителей nloc и концентрации свободных фотоносителей nf :
nloc therm =.
nf + nloc Считая, что = 1, а высвобождение носителей из ловушек с энергией активации E происходит согласно статистике Больцмана, 1 - therm = exp(- E/kT), получаем =(1 - R)(1 - hot) exp(- E/kT).
Аппроксимация экспериментальных данных предложенной теоретической зависимостью показала хорошее соответствие теории флуктуационных ловушек для температурных зависимостей квантовой эффективности фотоприемников на основе GaAs [89], GaP[89], 4H-SiC [90].
4.2. P-n-структуры По сравнению с диодами Шоттки высота потенциального барьера в p-n-переходах имеет большую величину Рис. 6. Энергетические диаграммы p-n-переходов без смеще и близка к ширине запрещенной зоны полупроводни- ния (a) и при обратном смещении (b) на примере GaP. Evac Ч уровень вакуума, EF Ч уровень Ферми, Ec, Ev Чкрая зоны ка Eg (рис. 6).
проводимости и валентной зоны.
Зависимость темнового тока Id от напряжения V для идеального p-n-перехода [43], в котором ток определяется диффузией и рекомбинацией в квазинейтральной толще (теория Шокли), Чследующая:
Саа-Нойса-Шокли) имеет вид qV qV Id Idif = I0 exp - Id Irec = I0 exp - nkT 2kT qDp pn0 qDn npqV niWkT qV = S + exp - exp - Lp Ln nkT 2(Vd - V )n0 2kT (I0 Ч ток насыщения, n Ч коэффициент идеальности, (ni Ч собственная концентрация носителей в полупроS Ч площадь, Dp, Lp и Dn, Ln Ч коэффициенты воднике, W Ч ширина слоя объемного заряда, Vd Ч диффузии и диффузионные длины дырок в n-области и встроенный потенциал, n0 Ч предельное время жизэлектронов в p-области, pn0 и np0 Ч равновесные кон- ни электронов). В данном случае наклон I-V -зависицентрации дырок в n-области и электронов в p-области). мости в полулогарифмическом масштабе равен q/2kT В данном случае I-V -зависимость линейна в полулога- (т. е. n = 2). В реальных приборах на основе широкозонрифмическом масштабе с наклоном q/kT (т. е. n = 1). ных полупроводников рекомбинация в слое объемного Если же ток протекает за счет рекомбинации в слое заряда наблюдается при малых напряжениях, а диффуобъемного заряда, то зависимость темнового тока от зия и рекомбинация в толще полупроводника Ч при напряжения V для симметричного перехода (теория высоких напряжениях [43,91]. Между двумя участками Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 1038 Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг I-V -характеристики, соответствующими n = 1 и n = 2, Фликер-шум преобладает при очень низких частотах наблюдались и участки с промежуточными дробными (менее 1 кГц).
значениями n, что объяснялось рекомбинацией в слое Порог фоточувствительности (шумовой эквивалент объемного заряда через многозарядные глубокие цент- мощности) Ч мощность света, эквивалентная max ры [92,93]. уровню шума прибора. Порог фоточувствительности в В процессе фотоэлектропреобразования существен- единичной полосе частот ным является вклад каждой области p-n-структуры Ч 1/NEP Вт Гц-1/2 = Vn/Vp f квазинейтральных n- и p-области и слоя объемного max заряда:
и удельный порог фоточувствительности = n + p + W.
Pages: | 1 | 2 | 3 | 4 | 5 | ... | 9 | Книги по разным темам