Фотоэлектрические явления в широкозонных полупроводниковых гетероструктурах с глубокими примесными уровнями. Монография

Редактор Ибратжон Хатамович Алиев

Редактор Боходир Хошимович Каримов

Редактор Оббозхон Хакимович Кулдошев

Рецензент, доктор физико-математических наук, профессор Ферганского политехнческого института Носиржон Хайдарович Юлдашев

Рецензент, кандидат технических наук, доцент физико-технического факультета Ферганского государственного университета Якуб Усманович Усмонов

Иллюстратор Ибратжон Хатамович Алиев

Иллюстратор Боходир Хошимович Каримов

Иллюстратор Салим Мадрахимович Отажонов

Дизайнер обложки Ибратжон Хатамович Алиев

Дизайнер обложки Боходир Хошимович Кримов

Дизайнер обложки Салим Мадрахимович Отажонов

Корректор Ибратжон Хатамович Алиев

Корректор Боходир Хошимович Каримов

© Салим Мадрахмович Отажонов, 2023

© Нодир Эсоналиевич Алимов, 2023

© Ибратжон Хатамович Алиев, иллюстрации, 2023

© Боходир Хошимович Каримов, иллюстрации, 2023

© Салим Мадрахимович Отажонов, иллюстрации, 2023

© Ибратжон Хатамович Алиев, дизайн обложки, 2023

© Боходир Хошимович Кримов, дизайн обложки, 2023

© Салим Мадрахимович Отажонов, дизайн обложки, 2023

ISBN 978-5-0059-1351-7

Создано в интеллектуальной издательской системе Ridero

Введение

Физические свойства и механизм образования фото-ЭДС в пленках А2В6 исследовались во многих работах [2—7], но глубокие уровни в них почти не изучались. В то же время, комплексное изучение фото-ЭДС и фотопроводимости позволяет определить не только энергии их активации, но и свойства межкристаллических барьеров вдоль слоя, а также их различия на поверхности и в глубине слоя. В данной главе рассмотрим структуру края поглощения пленок, что необходимо для упрощения анализа спектров фотопроводимости и тока короткого замыкания, а также систематизируем электрофизические свойства слоев, полученных с разной скоростью конденсации. Будут рассмотрены и некоторые простые феноменологические модели этих слоев. В конце главы сделана попытка построить более реальную модель АФН-пленки и теорию образования АФН в косо напылённых поликристаллических пленках в области собственного и примесного поглощения света.

§1. Край поглощения света тонких пленок CdTe с глубокими уровнями

Изучение спектральных зависимостей оптических постоянных в области края поглощения является весьма эффективным методом исследования особенностей дефектности строения энергетических зон в тонких пленках. В связи с этим нами были измерены коэффициенты пропускания (Т) при перпендикулярном освещении слоев теллурида кадмия, полученных при разных скоростях конденсации. Как известно, коэффициент пропускания зависит от оптических постоянных: показателя преломления пленок (n) и коэффициента экстинкции (k), толщины пленки (d), длины волны света (λ), а также от показателя преломления подложки (n1).

На рис.1. представлена зависимость T от энергии кванта света (hν) для пленок CdTe: Ag, полученных при разных скоростях конденсации (см. табл.1.).

Из рисунка видно, что в длинноволновой области спектра в пленках наблюдается интерференция. Для пленок, полученных со скоростью конденсации 0.2 и 1.73 нм/c в области спектра hν = 0.5—1.0 эВ, Tmax достигает 90—97%. При скоростях конденсации 2.5 нм/с Tmax и Tmin интерференции уменьшаются (кривая 3) и Tmax достигает 30% в длинноволновой области спектра. В пленках, полученных при сравнительно больших скоростях 2,53 нм/с, интерференция наблюдается только в области 2—2.5 мкм, а Tmax в этой области достигал 20%. Отсюда следует, что с увеличением скорости конденсации коэффициент пропускания уменьшается.

Далее с использованием метода огибающих функций максимумов и минимумов интерференции, изложенного в главе II, мы определяли показатель преломления, толщину пленок d, значения которых приведены в таблице 1 и являются несущественно меньшими, чем в монокристаллах n =2.7 при λ=1.5 мкм [25], что совпадают данным полученным, для пленок CdSe [26].

Кроме того, толщина пленок определялась с помощью микроинтерферометров МИИ – 4 и МИИ – 9 посредством смещения интерференционных полос, возникающих при отражении света от поверхности слоя и подложки. Величина d, вычисленная по формуле (2.5.10) совпадает по погрешности с измеренной на МИИ – 4 и МИИ – 9. Затем, зная значения n, d, мы определяли коэффициент поглощения () c помощью формулы (2.5.8) и представили их зависимости от hν на рис. 2. Как видно, в спектрах поглощения света в этих пленках имеется явно выраженная примесная полоса поглощения. В области (1.46—1.5) эВ поглощение света почти совпадает с данными для монокристаллов (имеется длинноволновый сдвиг около 0.02 эВ) и соответствует собственной полосе поглощения. Длинноволновый сдвиг может быть объяснен внутренним механическим напряжением в пленке 2.5·108 Па, если использовать для барического коэффициента изменения ширины запрещенной зоны значение эВ· см2/кГ [24]. Далее имеется одна более явно выраженная полоса с красной границей около 1.3 эВ и другая, не подающаяся надежной расшифровке, в которой коэффициент поглощения уменьшается от порядка 103 до 102см-1 в области 0.7—1.3 эВ (рис.2). Обе эти полосы связаны с поглощением света глубокими центрами.

Отметим, что в исследуемых нами пленках поглощение в примесной области вблизи края поглощения достаточно большое 104см-1, как и при собственном поглощении обусловливает пространственно неоднородное возбуждение носителей.

§2. Некоторые общие соображения о спектральном распределении фотоЭДС и фотопроводимости

Анализ спектров фотопроводимости (ФП) и фото-ЭДС проведен, поддерживаясь следующих общеизвестных положений:

а) если толщина полупроводника превышает длину диффузии неравновесных носителей, то при возбуждении сильно поглощаемым светом ФП определяется скоростью генерации и рекомбинации носителей в области генерации носителей (когда

то в слое толщиной, равной длине диффузии носителей, можно пренебречь изгибом зон на поверхности). В тех же условиях фото-ЭДС генерируется на барьерах в той же области, а результирующая ЭДС на контактах определяется эффективной схемой образца. На краю поглощения, когда свет слабо поглощается, в объеме возможно как увеличение фотопроводимости, если скорость рекомбинации на поверхности больше, чем в объеме, так и уменьшение, когда уменьшается скорость генерации носителей из-за увеличения прозрачности образца. Переход к примесной фотогенерации носителей будет выявляться, если меняется время их жизни. Если носители возбуждаются из мелких уровней, из которых происходит быстрая термическая активизация неравновесных носителей, то в этих условиях генерация фото-ЭДС при собственном и примесном поглощении определяется только свойствами области поглощения света;

б) если толщина образца меньше длины диффузии, то возбужденные как в объеме, так и на поверхности носители будут рекомбинировать на тех же центрах, которые захватывают не основные носители. При переходе к примесной генерации носителей может меняться их время жизни и, как в первом случае, возможны особенности, связанные со свойствами глубоких уровней (характером конкуренции различных каналов рекомбинации при наличии термической генерации не основных носителей).

в) если имеются межкристаллические барьеры в толщине слоя (в глубь образца), то при генерации носителей на поверхности фотопроводимость и фото-ЭДС определяется размерами этого кристаллита с учетом захвата носителей на межкристаллитный барьер, который играет роль рекомбинационного барьера. При объемной генерации эффект от всех барьеров должен суммироваться с учетом их взаиморасположения;

г) если имеются межкристаллические барьеры вдоль слоя, то возбужденные неосновные носители, захватываясь в них, меняют их высоту и этим уменьшают дрейфовый барьер. При этом барьеры могут быть разной величины, и ток будет определять наименьший барьер (уровень протекания), а время жизни этих носителей – наибольший барьер. Величина барьеров определяется концентрацией поверхностных состояний и свойствами кристаллита, определяющий экранирование заряда на поверхности. В случае малых кристаллитов барьеры будут меньше, чем в больших, когда длина экранирования сравнима или больше их размеров.

В дальнейшем приводятся результаты исследования спектрального распределения тока короткого замыкания Iкз и ФП тех же образцов, у которых проведены рентгеновские и электронно-микроскопические исследования структуры. Основные закономерности спектров Iкз и ФП у всех типах образцов сохраняются (рис. 3, 4, 5): имеется коротковолновый спад Iкз по сравнению с ФП, что указывает на меньшую асимметрию межкристаллитных барьеров на поверхности; в области края поглощения (1.3—1.6 эВ) ФП и Iкз пропорциональны, что указывает на одинаковую роль носителей и в ФП, и генерации АФН; в более длинноволновой области имеется примесная генерация носителей, причем в ФП проявляется большее число глубоких уровней с характерными энергиями около 0.6; 0.9; 1.03 эВ (рис. 3, кривая 1). Сопоставление спектров ФП и Iкз со спектром α (см.2) показывает, что световые кванты с энергией 1.3 эВ и больше поглощаются, создавая свободные электроны и дырки (из уровней с ЕОПТ = 1.3 эВ, т. е. Еv +0.20 эВ дырки высвобождаются термическим путем), поэтому различия в собственной и примесной ФП или генерации Iкз не выявляются. При этом скорость поверхностной рекомбинации роли не играет, и ФП почти не зависит от энергии кванта в области собственного поглощения.

Уменьшение Iкз в этой области, наблюдаемое в некоторых слоях, по-видимому, связано с уменьшением асимметрии барьеров у самой поверхности или увеличением роли шунтирования барьеров. На значение Iкз во всех слоях влияет генерация из уровней с энергией активации около 1,03 эВ. Только в пленках, выращенных на SiO2 – Si в более длинноволновой части спектра генерируется фото-ЭДС обратной полярности; характерные энергии уровней около 0.4 и 0.7 эВ (рис. 5). При генерации носителей фотонами с энергией эВ фото-ЭДС гасится. Сопоставление всех спектров показывает, что спектры ФП и Iкз в области края собственного поглощения сдвинуты в разных слоях относительно друг друга на величину до 0.05 эВ. Это может быть вызвано внутренним механическим напряжением, разность которого в слоях при медленном и быстром наращивании, (если использовать dE/dP=7.9×10—6 эВ× см2/кГ [24]), составляет около 6.3×108 Па. При быстром напылении на стекле и на SiO2 —Si внутреннее напряжение получается практически одинаковым.

Отметим, что эти микронапряжения свойственны самой пленке, так как в [21] показано, что в пленках, толщина которых превышает 0.3 мкм, микронапряжения от ее толщины не меняются. Микронапряжения в пленках при медленном испарении распределяются между большим числом кристаллитов и слабее выражаются при определении свойств пленок. В пленках, полученных при быстром испарении, микронапряжения, возможно, приводят к возникновению кристаллитов со ступенчатой структурой: в начальной стадии наращивания пленок происходит конкуренция между частицами с различной ориентировкой, которое приводит к микро-искажению. Выживают те кристаллы, которые ориентированы по направлению молекулярного пучка. На растущих кристаллитах с микро-искажением при определенной их величине возникают условия эпитаксиального роста других кристаллитов. По видимо, большие микроискажения в кристаллитах возникающие при быстром напылении, обусловливают различия в свойствах барьера у поверхности и у подложки, что приводит к инверсии знака фото-ЭДС при фронтальном и тыловом возбуждениях в таких пленках (см. также §4).

§3. Фотопроводимость в поликристаллических пленках CdTe в области примесного поглощения света

При изучении ФП пленок CdTe, обладающих АФН, возникают некоторые сложности, так как появляются фото-ЭДС, сравнимая по величине с приложенным полем, Поэтому надо было провести комплекс исследований, позволяющий отдельно рассматривать ФП и ток короткого замыкания (Ikз), определять разницу барьеров вдоль и поперек клинообразного образца. Для этого изготавливались образцы с крестообразным расположением контактов вдоль и поперек асимметрии слоя. Спектры ФП измеренные с внешним напряжением, приложенным параллельно асимметрии кристаллитов, показан на рис. 6. В длинноволновой области спектра hν <1.15 эВ создается фото-ЭДС намного меньшей величины по сравнению с величиной внешнего напряжения, поэтому в этой области только ФП и фотосигнал совпадают по величине при разных полярностях приложенного напряжения. С увеличением энергии кванта света (hν> 1,15 эВ) уже проявляется влияние фото-ЭДС. В одном случае, когда полярность фото-ЭДС совпадает с полярностью приложенного напряжения, фотосигнал увеличивается (кривая 1). В другом случае когда полярности генерируемого АФН и приложенного внешнего поля противоположны, в результате возникновения большой фото-ЭДС при hν> 1,35 эВ наблюдается инверсия знака (кривая 2). Путем усреднения аналогичных зависимостей было вычислено влияние Iкз и построены спектры ФП (рис.7, кривые 1,2). Перпендикулярно асимметрии кристаллитов фотосигнал совпадает по величине при разных полярностях приложенного напряжения во всем измеренном спектре (рис. 7, кривые 3,4), так как в этом направлении величина генерируемой фото-ЭДС более чем на порядок меньше величины фото-ЭДС, генерируемой параллельно асимметрии кристаллитов.

Представленные спектральные характеристики, а также их зависимость от температуры позволяют нам предложить следующую модель фотополупроводника. Отсутствие коротковолнового спада фотопроводимости показывает, что либо скорость рекомбинации на поверхности мала, что маловероятно, либо длина диффузии носителей превышает размер кристаллита. Так как средняя толщина образца не превышала d = 1,2 мкм, что соответствует размеру кристаллита, то, считая, что коэффициент диффузии в нем такой, как и в кристалле, получаем

Прямое измерение времени жизни носителей в слое по спаду ФП после возбуждения коротким импульсом возбуждения дало, что это время порядка 100 пс (см. §6). Это согласуется с последней оценкой.

Монотонное возрастание фототока с увеличением энергии квантов света показывает, что одновременно меняется и скорость генерации носителей и изменяются барьеры (из-за чего спектральная зависимость может сглаживаться).

Подсветка должна стабилизировать изменение барьеров, что и выражается в выявлении полос примесной ФП энергиями активации около 0,9 эВ и 1,3 эВ (рис.7.). Длинноволновый край ФП находится около 0,4 0,5 эВ. Понижение температуры приводит к опустошению этих уровней вследствие роста длины экранирования.

При 100 К спектральные зависимости показаны на рис. 8. Из них следует, что при низких температурах фото-генерация возможна только из уровней с энергией активации 1,1 эВ. Подсветка заполняет более мелкие уровни, и в спектре ФП выявляются уровни с энергий активации 0,5 и 0,8 эВ. Эти значения показывают, что в области барьеров имеется р – тип проводимости, а в объеме при низких температурах проводимость также становится р – типа. Появление фоточувствительности в направлении, параллельном асимметрии барьеров, в области

при 300К указывает на то, что в этом направлении, как упоминалось выше имеются каналы с более выраженным р – типом проводимости. С уменьшением температуры термическая генерация носителей заряда уменьшается и области объемных зарядов увеличиваются. Поэтому при температуре 100 К канал c более выраженным р – типом проводимости в направлении, параллельном асимметрии барьеров, появляются только при дополнительной подсветке с

так как уровень

в CdTe является ловушкой для дырок [15], и при подсветке он заполняется дырками.

Уменьшение фоточувствительности в области эВ при перпендикулярной ФП (рис. 8. кривая 3), а также ее меньшие величины при температуры 300К по сравнению с параллельной ФП указывает на то, что в этом направлении имеются потенциальные барьеры с более выраженной проводимостью n—типа.

Следует отметить, что как темновая, так и при освещении электропроводность поперек слоя больше, чем вдоль его. По-видимому, это связано с тем, что при росте кристаллитов поперек слоя плотность поверхностных состояний из-за лучшего их сращивания получилась меньше, чем вдоль слоя, когда сращивание было хуже. Это и приводит к тому, что величина барьеров вдоль и поперек слоя (оценивая по абсолютному значению тока) различается на 5—10 мэВ. Фотопроводимость в области 0.6—0.9 эВ также подтверждает различие в скорости генерации носителей из уровней в барьере, так как Анизотропия фотопроводимости (изменение высоты барьера) больше вдоль слоя. ФП с увеличением подсветки уменьшается, что связано с уменьшением времени жизни носителей (на что указывает и люкс-амперные характеристики представленные на рис. 9).

Асимметричность свойств косо-напыленных пленок наблюдается и при измерении зависимостей параллельного (рис. 9, кривая 1) и перпендикулярного (кривая 2) фототоков от интенсивности возбуждающего света L (ЛАХ) при освещении светом с

В обоих направлениях имеются три участка со значениями и это должно определяться изменением условий рекомбинации и протекания тока в зависимости от уровня возбуждения.

Для интерпретации ЛАХ учтем, что в косо-напыленных пленках CdTe: Ag, как и в других неоднородных полупроводниках [13], потенциальные барьеры могут служить дрейфовыми или рекомбинационными барьерами для неравновесных носителей. При наличии дрейфовых Едр и рекомбинационных Eрек барьеров изменения проводимости можно записать следующим образом [27]:

где e – заряд электрона, – коэффициент поглощения, η – квантовая эффективность, L – интенсивность света, τ0, μ0 – соответственно время жизни и подвижность носителей заряда в однородном полупроводнике, sn, p, ls, p – сечение и длина каналов протекания в полупроводнике соответственно с p– и n– типом проводимости. При освещении зависимость Δσ от L определяется не только условиями генерации и рекомбинации неравновесных носителей заряда, но и изменением величины и ширины потенциальных барьеров [28]. Влияние барьеров на ФП более заметно при малых уровнях возбуждения.

Из рис. 9 видно, что с увеличением энергии кванта подсветки уменьшается поперечная ФП (поперечная по отношению вдоль пленки). Например, по нашим оценкам, ЛАХ поперечной ФП в области значений L (в отн. ед.) от 5 до 15 отн. ед. аппроксимируется со степенной закономерностью

при подсветке

Такое однозначное поведение ЛАХ, т.е. уменьшение ФП с ростом, связано с отсутствием влияния асимметрии на поперечную ФП. При параллельной асимметрии кристаллитов фотопроводимость в области значений от 5 до 15 аппроксимируется со степенной закономерностью

при подсветке с

Сверх-линейность ЛАХ при малых уровнях возбуждения показывает, что в этой области дрейфовые барьеры уменьшаются быстрее по сравнению с рекомбинационными барьерами, особенно это проявляется в случае перпендикулярной ФП. С увеличением интенсивности света ЛАХ переходит от сверх-линейности к линейности и сублинейности. В этом случае влияние дрейфовых барьеров исчезает и поэтому ЛАХ в обоих направлениях практически совпадают.

Различие коэффициентов ЛАХ при малых уровнях возбуждения особенно при освещении квантами света hν=1,1÷1,2 эВ, когда генерируется электроны из уровня EC – 1,03 эВ в зону проводимости, и асимметрия спектральных зависимостей ФП говорят о том, что потенциальные барьеры в обоих направлениях различны.

Отметим также еще одну особенность спектрального распределения ФП. Нарастание ФП происходит более резко, чем возрастает коэффициент поглощения (см. например рис. 2 и 7). Это показывает, что ФП определяется не только скоростью генерации носителей, но и временем жизни. Достаточно резкое его повышение (при возрастании поглощении света на 1—2 порядка ФП растет на 3—4 порядка) показывает на возможное влияние рекомбинационных барьеров.

Таким образом, изучая ЛАХ, спектры ФП и Iкз в направлениях вдоль и поперек возникающей фото-ЭДС, можно получить информацию об асимметричности барьеров в этих направлениях.

§4. Примесный АФН-эффект. Спектральное распределение фото- ЭДС в Тонких пленках

Теперь приступаем к рассмотрению спектра фото-ЭДС и тока короткого замыкания. Как следует из анализа спектра поглощения (§1) и спектра фотопроводимости (§3) легированных серебром Тонких пленок CdTe, что последние обнаруживают существенное примесное поглощение и обладают примесной фотопроводимостью. Возникает нетривиальный естественный вопрос не возникают высоковольтный фото-ЭДС, т. е. АФН в примесной области поглощения в этих пленках. До настоящего времени практически во всех работах [1—10], посвященных исследованию АФН эффекта, утверждалось, что этот эффект вызывается светом из области собственного поглощения [2]. Наличие локальных уровней учитывалось как компенсирующие центры или как центры, определяющие время жизни носителей заряда, и обычно рассматривалась их роль в определении свойств кристаллита, а фото-возбуждением носителей заряда из них пренебрегалось.

Результат измерения спектра фотонапряжения Тонких пленок CdTe, полученного из работы [2] представлен на рис. 10. Как видно из этих рисунка, действительно, авторам удалось наблюдать АФН-эффект лишь в области собственного поглощения.

Как видно из кривой 2 рис. 6, начиная с энергии кванта возбуждающего света эВ фотопроводимость при полярности внешнего приложенного поля EАФН

Конец ознакомительного фрагмента.

Текст предоставлен ООО «ЛитРес».