WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 3 Критический анализ исследования глубоких уровней в высокоомных монокристаллах CdS методом фотоэлектрической нестационарной спектроскопии ¶ © А.П. Одринский Институт технической акустики Национальной академии наук Белоруссии, 210017 Витебск, Белоруссия (Получена 26 июня 2003 г. Принята к печати 26 августа 2003 г.) Обсуждается исследование высокоомных монокристаллов CdS методом фотоэлектрической нестационарной спектроскопии глубоких уровней (ФЭНСГУ). Проведено компьютерное моделирование эксперимента, позволившее сравнить результаты экспериментов, полученные методами ФЭНСГУ и термостимулированной проводимости. Сравниваются экспериментальные возможности этих методов.

1. Введение где должен регистрироваться PICTS-сигнал. В настоящей работе проведено компьютерное моделирование В ряде областей применения полуизолирующих по- эксперимента по методу PICTS, позволившее уточнить лупроводников (разработка полупроводниковых детекто- теоретическую модель.

ров радиационного излучения, различных фотоэлектрических преобразователей, полупроводниковых лазеров, 2. Экспериментальная часть технологическом контроле подложек при производстве микросхем) требуется исследование влияния дефектов, Исследовалась серия монокристаллов CdS, выращендающих глубокие уровни (ГУ) в запрещенной зоне, на ных методом Чохральского при контролируемом соотэлектрические свойства материала.

ношении давлений паров исходных компонент. ПредВ настоящее время существует два основных меварительные результаты исследований опубликованы в тода исследования ГУ в высокоомных (до 1013 Ом) работе [6], более полное описание готовится к печаполуизолирующих полупроводниках, позволяющих поти. Подробное описание установки опубликовано в [7].

лучать „электрически измеренные“ параметры ГУ. Это В эксперименте использовалось возбуждение аргоновым традиционный метод термостимулированной проводилазером на длине волны = 4880. В работе [4] мости (ТСП) и относительно недавно предложенпри возбуждении кристаллов CdS, легированных Ag, ный [1,2] метод PICTS — photoinduced current transient аргоновым лазером с = 4880, получали спектры spectroscopy, известный также в русской транскрипции со сложной структурой, где пики от нескольких уровкак ФЭНСГУ — фотоэлектрическая нестационарная ней перекрываются. Наши исследования, проведенные спектроскопия ГУ [3]. Область применения обоих мес использованием аналогичного возбуждения на критодов не ограничивается высокоомными полупроводнисталлах CdS высокой степени чистоты, показали, что ками, но для более низкоомных материалов существует такой выбор возбуждающего излучения не совсем удачмножество других методов исследования. Поэтому предный. Использование лазерного возбуждения на одних ставляет интерес применение данных методов именно к образцах дает хорошо структурированные спектры, а на высокоомным полупроводникам.

других образцах приводит к „замытым“, бесструктурным В данной работе обсуждаются результаты исследоваспектрам. По-видимому, это связано с качеством обрания высокоомных монокристаллов CdS методом PICTS.

ботки поверхности. Световое возбуждение с = Существующая на настоящий момент теоретическая поглощается в узкой приповерхностной области, котомодель метода [4,5] не лишена некоторых противоречий.

рая может полностью находиться в приповерхностной В модели рассматриваются объемные свойства кристалзоне пространственного заряда, где анализ процессов ла, в то же время неравновесные носители в зоне рекомбинации неравновесных носителей более сложный.

создаются излучением с h = Eg, поглощающимся в Исходя из требования равномерности возбуждения всего сравнительно узком приповерхностном слое. Это требуобъема образца автором были проведены измерения по ет особой осторожности при проведении эксперимента, методу PICTS с возбуждением квазимонохроматическим дополнительных оценок и всегда остается открытым светом с h

В работе [5] дана оценка возможности обнаружения ГУ в PICTS-измерениях, основанная на оценке смещения квазиуровня Ферми при световом возбуждении. Смещение квазиуровня Ферми для электронов при фотовозбуждении с h Eg, оцененное по фотопровоРис. 1. PICTS-спектры кристалла N4 (соответствует темпу димости, составляет 0.03-0.08 эВ. Тем не менее ГУ с термоэмиссии 103 с-1) при энергии квантов возбуждающего излучения h, эВ: 1 — 2.40, 2 — 2.45, 3 — 2.50, 4 —2.54 Et 0.6 эВ обнаружимы. В работе [5] рассматривался (возбуждение аргоновым лазером). Вертикальными стрелка- кристалл, находящийся в состоянии термодинамическоми отмечены пики, для которых проводилось компьютерное го равновесия. Возбуждающие импульсы света периомоделирование. На вставке даны PICTS-спектры (темп тердически выводят образец из равновесия, а за время моэмиссии 103 с-1) для кристалла N3 при возбуждении темнового периода образец релаксирует к равновесному с h = 2.40 эВ — сплошная кривая и с лазерным возбуждесостоянию. В полуизолирующих кристаллах CdS даже нием с h = 2.54 эВ — пунктирная кривая.

при 300 K характерные времена релаксации примесной фотопроводимости могут быть порядка 102 с и более.

Следовательно, в процессе измерений, при характерной ны PICTS-спектры, полученные на монокристалле CdS, периодичности светового возбуждения не более 0.1-1с выращенном при соотношении парциальных давлений образец постоянно находится в неравновесном состояпаров P(S)/P(Cd) =4 (в работе [6] этот образец обо- нии и модель, развитая в работе [5], требует уточнения.

значен как N3), с использованием лазерного возбуждения и возбуждения с h

области. На рис. 1 приведены спектры, полученные на Nt — концентрация центров захвата; ent — темп эмисмонокристалле CdS, выращенном при P(S)/P(Cd) =7.5 сии электронов с уровня (далее в изложении, когда (в работе [6] этот образец обозначен N4) при различ- необходимо подчеркнуть, употребляются обозначения:

ной энергии квантов возбуждающего излучения. Для eth — темп термоэмиссии и eop — темп оптической nt nt кристалла N4 с уменьшением энергии квантов возбуж- эмиссии), Cnt — коэффициент захвата электронов из дающего излучения вид спектра изменяется коренным зоны проводимости, g1 — темп генерации электронов образом — от „замытого“ бесструктурного спектра к при фотовозбуждении, nt — концентрация электронов на хорошо разрешимому, практически идентичному струк- уровне, n — концентрации свободных носителей в зоне.

туре спектра кристалла N3 с аналогичным возбуждени- При фотовозбуждении образца концентрацию электроем. Таким образом, при уменьшении энергии квантов нов в зоне проводимости и на ГУ можно записать [4]:

возбуждающего излучения вид PICTS-спектров улучша dn n ется, при этом сигналы от ГУ обнаружимы и надежно = g1 + entnt - Cntn(Nt - nt) -, (1) регистрируются. dt n Использование в качестве возбуждающего излучения dnt = Cntn(Nt - nt) - entnt, (2) лампы накаливания со светофильтрами, отсекающими dt отдельные участки спектра излучения, показало, что от спектрального состава возбуждающего излучения где n — время жизни электронов в зоне. Здесь и зависит наличие либо отсутствие в PICTS-спектре от- далее пренебрегаем термоэмиссией дырок с уровня Et дельных пиков, приписываемых различным ГУ, а так- (ловушки электронов), а также темновой концентрацией же соотношение интенсивности пиков. Температурное носителей в высокоомном материале.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 312 А.П. Одринский Решая кинетические уравнения (1), (2) для времени, когда достигнуто стационарное состояние при фотовозбуждении, стационарную заселенность уровня Et можно представить в виде Nt nt0 =, (3) (1 + ) где введен параметр, определяющий неравновесное заполнение уровня. Физический смысл параметра — отношение скорости опустошения уровня к скорости его заполнения. Релаксация фототока после выключения освещения описывается системой уравнений (1), (2) при g1 = 0.

В работе [4] авторы, используя ряд упрощающих Рис. 2. Расчет температурных зависимостей темпа термоэмиспредположений, решают систему уравнений (1), (2) в сии с глубоких уровней (пунктирная кривая 1) и заполненноаналитическом виде, демонстрируя, что при опредести глубоких уровней (сплошные кривые) 2 — при „термиленных температурах в кинетике релаксации фототока ческом механизме“ заполнения уровней; 3–6 — при „оптичепосле быстрого спада, обусловленного рекомбинацией ском механизме“. Параметры расчета: 3 — = 1, 0 = 0.1;

неравновесных носителей из зоны, имеется экспонен- 4 — = 0.1, 0 = 1; 5 — = 0.1, 0 = 0.1; 6 — = 0.01, 0 = 0.1. Вертикальными линиями отмечена температурная циальная составляющая с характеристическим временем область (TPICTS), где должен регистрироваться PICTS-сигнал от x = 1/eth, обусловленная термоэмиссией неравновесnt рассматриваемого глубокого уровня.

ных носителей из ГУ. Из принципа детального равновесия темпа термоэмиссии имеем SntvthNc eth =, (4) nt (кривые 1 и 2), рассчитанные по формулам (4), (5).

g exp(Et/kT) Анализируя температурную зависимость заполненногде Snt — сечение захвата электрона на ГУ, vth — сти ГУ, можно выделить три температурные области.

тепловая скорость электрона, Nc — эффективная плот- В области низких температур темп термоэмиссии с ность состояний в зоне проводимости, g — фактор уровня пренебрежимо мал и ГУ за время темнового вырождения уровня захвата. Получив из эксперименпериода не опустошаются, постоянно находясь в зата температурную зависимость x, можно, используя полненном состоянии. В области высоких температур уравнение (4), найти Snt, Et. Для определения x при ГУ находятся в хорошем термодинамическом равноверазличных температурах обычно используется анализ сии с зоной, частично заполняясь во время светового формы кинетики релаксации фототока с применением возбуждения образца и быстро опустошаясь (x n) обработок сигнала, позаимствованных из метода DLTS в темновой период, не внося ощутимых изменений в (deep level transient spectroscopy) [11].

форму кинетики релаксации фототока. Регистрируемым значениям ent 50-5000 с-1 соответствует температурная область (на рис. 2 отмечена вертикальными линиями 4. Анализ заполнения глубоких и обозначена TPICTS), где можно зарегистрировать сигнал уровней от рассматриваемого ГУ. В области TPICTS происходит существенное изменение заполнения ГУ при периодичеВ работах [1,2,4,5] предполагалось, что заполнение ГУ ском световом возбуждении образца. Заметно, что при осуществляется за счет захвата неравновесных носи„термическом“ механизме заполнения в области TPICTS телей из зоны за время освещения образца (темпом глубокий уровень практически опустошен. Но сигнал от оптического заполнения либо опустошения ГУ преданного ГУ является доминирующим в PICTS-спектрах небрегали). Назовем такой механизм заполнения ГУ на всех исследуемых кристаллах, как в примесном, так „термическим“. Тогда стационарное заполнение ГУ при фотовозбуждении описывается формулой (3), в кото- и при собственном световом возбуждении образца.

рой имеет вид Рассмотрим другой механизм заполнения ГУ, который ent =. (5) назовем „оптическим“. Под действием света уровень g1nCnt с энергией Et может опустошаться вследствие прямых Оценим заполнение ГУ с Et = 0.06 эВ и Snt = 10-19 см2 оптических переходов в зону проводимости с темпом eop nt или заполняться вследствие переходов электронов из (параметры ГУ взяты из эксперимента, см. пик A на валентной зоны на уровень с темпом eop. Если при рис. 1) при следующих значениях: g1 = 3 · 1014 см-3 с-pt и n = 10-3 с. На рис. 2 приведены температурные решении уравнений (1), (2) для стационарного фозависимости темпа термоэмиссии и заполненности ГУ товозбуждения учесть оба эти процесса, то получим Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Критический анализ исследования глубоких уровней в высокоомных монокристаллах CdS... выражение = eth + eop g1nCnt + eop. (6) nt pt nt Пренебрегая перезахватом (считая eop > g1nCnt), параpt метр можно представить в виде = 0 + eth, (7) nt где 0 = eop/eop определяет начальное заполнение ГУ nt pt при низких температурах (когда темпом термоэмиссии можно пренебречь), = 1/eop — нормировочный коpt эффициент. Пренебрегая температурной зависимостью темпов оптического заполнения и опустошения ГУ, считаем, что 0 и от температуры не зависят. Величины Рис. 3. Модельные PICTS-спектры (сплошная кривая сооттемпов eop и eop мы не знаем. В работе [12] отмечено, nt pt ветствует x = 1/657 с, штриховая кривая — x = 1/1314 с) что франк-кондоновский сдвиг не может быть слиши модельный спектр термостимулированной проводимости — ком большим и при использовании фотовозбуждения пунктирная кривая.

с h = Eg (либо h меньше Eg, но близко к этому значению) разумно предположить, что eop < eop.

nt pt На рис. 2 показаны температурные зависимости заполненности ГУ (кривые 3–6), рассчитанные по формуле (7) при приведенных выше значениях Snt, n, Et для различных значений 0 и. Видно, что при „оптическом“ механизме заполнения в области TPICTS глубокий уровень имеет некоторое заполнение, зависящее от величины и слабо зависящее от (ср. кривые 4, 5).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.