WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     | 1 || 3 |

Зонная диаграмма структур в равновесных условиях показана на рис. 9. Видно, что p+/i-переход представляет собой потенциальный барьер для дырок, высота которого 1 определяется положением уровня Ферми µb что толщина блокирующего слоя db > (W1 + W2), где W1, W2 — ширина областей пространственного заряда в объеме (вблизи середины) блокирующего слоя, т. е.

(ОПЗ) у левой и правой границ блокирующего слоя 1 µb = EB - kT ln [(NB - ND)/ND], (1) соответственно. В приближении однородного распреде= ления компенсирующих доноров где NB, ND — концентрация бора и компенсирующих W1,2 (1,2/2eND)1/2. (4) = доноров в блокирующем слое соответственно. С другой стороны, переход от блокирующего слоя к активному В действительности, однако, доноры распределены сопровождается понижением потенциальной энергии дынеоднородно. В объеме блокирующего слоя рок на величину ND < 5 · 1013 см-3, тогда как в активном слое ND = 2.5 · 1014 см-3 [5], поэтому можно говорить лишь 2 =(µb -µa) 3 -kT ln [(NB - ND)/ND]. (2) об эффективных значениях W1,2. При ND 1 · 1014 см-из (1), (2) и (4) имеем W1,2 0.8 и 0.4 мкм Здесь µa — положение уровня Ферми в активном слое, соответственно, т. е. в принципе условие db > (W1 + W2) отсчитанное от потолка валентной зоны, а 3 —энердолжно выполняться.

гия активации прыжковой проводимости. В условиях Структуры типа B отличаются зонной диаграммой прыжковой проводимости с постоянной длиной прыжка p/p+-перехода. На границе Si/GexSi1-x, как известно, µa (EB - 3) и не зависит от температуры [6]. Согласвсегда имеется разрыв валентной зоны Ev, величино [6], на которого зависит от x (содержания Ge) [12]. Из 1/3 = 0.99e2NB /, (3) рис. 9 видно, что в ситуации, когда (Ev - µh) > µa где e — заряд электрона, — диэлектрическая про- (µh — энергия Ферми в гетероконтакте), легированный ницаемость. При достаточно высоких уровнях легиро- до вырождения GexSi1-x сплав образует с Si контакт вания, приближающихся к критической величине Nc, запорного типа. Величина барьера Шоттки при этом отвечающей переходу диэлектрик–металл (для бора в Si 3 =(Ev -µh) -µa =4 -µa, (5) Nc = (5 7) · 1018 см-3 [9]), экспериментально измеряемое значение 3 может быть заметно занижено по где 4 — внутренняя работа выхода дырок из гетесравнению с величиной 3, вытекающей из (3). Одна из роконтакта в активный слой. При оценке 3,4 будем причин связана с увеличением ширины примесной зоны исходить из данных обзора [12]. При уровне легивследствие перекрытия волновых функций резонирую- рования сплава 1019 см-3 и x 0.1 уровень Ферми щих состояний [10]. При оценке µa мы будем исходить µh 38 мэВ. Расчеты разрыва валентной зоны, расиз того, что уширение имеет симметричный характер от- смотренные в [12], дают несколько различные значения носительно положения невозмущенных уровней атомов Ev: Ev [эВ] =0.84x [13] и Ev [эВ] =0.75x [14,15].

бора, и в качестве величины 3 брать ее теоретическое Отсюда при x = 0.12 получим Ev = 90 101 мэВ. С значение. При NB = 1 · 1018 см-3 3 12 мэВ, что учетом того что µa 32 мэВ, имеем: 3 = 20 31 мэВ соответствует µa 32 мэВ (экспериментальное значе- и 4 = 52 63 мэВ. Отметим, что ширина барьера ние 3 6мэВ [11]). Отметим, что соотношения (1), Шоттки определяется концентрацией отрицательно ио(2) предполагают наличие электронейтральной области низованных атомов бора (см. рис. 9) и по оценке не в блокирующем слое. Это справедливо при условии, превышает среднего межпримесного расстояния (10 нм).

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. Фотовольтаический эффект в области примесного поглощения в Si-структурах с блокированной... Таким образом, анализ экспериментальных данных и зонной диаграммы структур показывает, что в случае структур типа A порог в спектре тока короткого замыкания Isc хорошо совпадает с внутренней работой выхода (1) дырок из контакта p+-Si в блокирующий слой. Кроме того, в структурах типа B прослеживается определенная корреляция между дополнительным порогом в спектре Isc при h = 50.0 мэВ и величиной 4 = 52 63 мэВ, особенно, если учесть возможность подбарьерного туннелирования дырок в этом случае.

Механизм фотовольтаического эффекта Существенными представляются несколько причин, Рис. 10. Схема основных энергетических переходов, пообусловливающих фотовольтаический эффект в исслеясняющая механизм фотовольтаического эффекта в Si : B дованных образцах. Одна из них — это достаточно BIB-структурах типа A и B.

большая длина баллистического пролета фотоэмиттированных дырок в блокирующем слое, где время их рассеяния по импульсу и время релаксации по энергии энергии носителя [19] определяются акустическими фононами. Важно также и то, что в активном слое возможен неупругий захват s2 2msдырок на нейтральные примеси бора с испусканием одноla = = l0, (6) m2EckT kT го акустического фонона [16,17], вследствие чего время передачи фотодырками избыточной энергии тепловым где — плотность кристалла, s — скорость звука, колебаниям решетки в этом слое может быть заметно m — эффективная масса, Ec — константа деформаменьше, чем в контактных областях. Результирующие поционного потенциала, l0 — постоянная размерности токи высокоэнергетических дырок при этом оказываются длины. Значения l0 и ms2, необходимые для оценки направленными от контактных областей в сторону активla, приведены в [19]. При T = 6K для дырок в Si ного слоя, причем в стационарном состоянии (в режиме la = 2.8 мкм и 4.5 мкм — для электронов. Неудивительразомкнутой цепи) они должны уравновешиваться поно поэтому отсутствие фотовольтаического эффекта в токами преимущественно тепловых дырок, термически Si : Sb BIB-структурах с толщиной блокирующего слоя возбужденных из активного слоя. Данное обстоятельство db = 10 мкм, а также заметное падение тока короткого поясняется с помощью рис. 10, где приведена схема замыкания выше 7.5 K в Si : B BIB-структурах типа A с основных переходов, определяющих фотоэдс.



db = 3мкм (см. вставку к рис. 2). Следовательно, в При фотовозбуждении лазером начальная энергия Si : B BIB-структурах реализуются условия, при которых дырки определяется энергией кванта h = 236 мэВ возникает поток высокоэнергетических дырок J1 от ( = 5.25 мкм) и заметно превышает энергию опти- контакта p+-Si в сторону активного слоя.

ческого фонона в Si ( opt = 63 мэВ [18]). Поэтому В структурах типа B существует дополнительный начальный наиболее быстрый этап релаксации энергии встречный поток J2, направленный от p+-Ge0.12Si0.будет связан с испусканием оптических фононов (рис. 10, гетероконтакта (рис. 10). Величина потока J2 может переход 1). После испускания трех фононов энергия превышать J1, поскольку вклад в него дают, в том дырки окажется равной 47 мэВ, т. е. будет еще пре- числе, и те дырки, энергия которых превышает энервышать величину барьера на p+/i-переходе. Заметим, гию оптического фонона (переход 4), что обусловлено что этой энергии достаточно для фотоэмиссии дырок: узостью потенциального барьера. На рис. 10 показан 1 = 44 мэВ, а максимум фотовольтаического эффекта также двухступенчатый переход 4–1, включающий поддостигается при h = 50 мэВ (рис. 7). Последующий барьерное туннелирование дырок в состояния валентной этап релаксации энергии (переход 2) определяется взаи- зоны. С возможностью таких переходов мы связываем модействием со свободными дырками и акустическими порог при h = 38.4 мэВ в спектре тока короткого фононами, причем те фотодырки, которые диффунди- замыкания для структуры типа B (рис. 8). Как следует из руют в блокирующий слой, взаимодействуют только рис. 9, подбарьерное туннелирование может в принципе с акустическими фононами. Длина свободного пробега проявляться при энергиях квантов h > µa; по нашей носителя la при этом достигает максимальной величины, оценке µa составляет 32 мэВ.

и в случае, если la > (db - W2), дырка может достичь Иным представляется механизм остывания фотодырок активного слоя (переход 3). Оценим la. Как известно, в активном слое. Начальный этап релаксации здесь также при рассеянии на акустических фононах la не зависит от связан с испусканием оптических фононов. Однако при Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 462 Б.А. Аронзон, Л. Асадаускас, Р. Бразис, Д.Ю. Ковалев, Ж. Леотин, В.В. Рыльков их энергиях, меньших opt, последующий этап релак- интенсивности фотовозбужления, что и наблюдается в сации может целиком определяться неупругим захватом эксперименте. Кроме того, согласно (8) и (9), путем дырок на нейтральные атомы бора с испусканием одного линейной экстраполяции VA и VB к T = 0 можно оценить акустического фонона (переход 5) [16,17]. Энергия связи значения 3 и (3 - 3) соответственно. Используя носителя с нейтральным центром достаточно мала и данные на вставках рис. 2, 3, получим: 9.6мэВ и в случае изолированных примесей составляет 0.05 от (3 -3) 13.3мэВ, т. е. 3 22.9мэВ. Эти величины энергии основного состояния (EB). В нашем случае находятся в согласии с ранее сделанными теоретическиконцентрация относительно велика и состояния ней- ми оценками 3 12 мэВ и 3 20 31 мэВ. Обратим тральных атомов бора образуют A+-зону [20]. Часть из также внимание, что (8), (9) предсказывают более слазахваченных дырок термически выбрасывается обратно бое изменение VB с температурой по сравнению с VA.

в валентную зону (переход 6) с энергией, определяеПо сути это связано с разными направлениями потоков мой температурой решетки, а часть — рекомбинирует дырок, как тепловых J1T и J2T, так и высокоэнергетиченепрямым образом [20] на отрицательно заряженных ских J1 и J2. Другими словами, при достаточно низких акцепторах (переход 7). Время остывания дырок в этом температурах различия в форме барьеров у правой и случае определяется временем их захвата на нейтральлевой границ активного слоя в струкурах типа B не ные центры бора 0 [21], которое в слабо компенсисказываются на характере формирования фотовольтаированных образцах Si : B с NB 1017 см-3 достигает ческого эффекта. Однако фотоэдс, обусловленные этими 0 5 · 10-12 с [20]. Учитывая, что 0 1/NB, можно барьерами, противоположны по знаку, что и приводит ожидать, что в нашем случае 0 5 · 10-13 с, т. е.

к определенной компенсации температурой зависимозаведомо меньше, чем время энергетической релаксации сти VB. Заметим, что при T > 6 K длина баллина акустических фононах 10-10 с при T =10 K [19].

стического пролета дырок становится меньше толщины В этой ситуации потоки высокоэнергетических дырок блокирующего слоя, что сопровождается уменьшением J1 и J2 должны приводить к нейтрализации отрицательпотока высокоэнергетических дырок из контакта p+-Si и но заряженных акцепторов и накоплению положительноувеличением тока короткого замыкания (см. вставку на го заряда в активном слое вблизи i/p- и p/p+-переходов рис. 3). При дальнейшем увеличении температуры поток соответственно. При этом уменьшаются барьеры 2 тепловых дырок начинает сравниваться с потоком выи 3 (рис. 9) для тепловых потоков дырок J1T и J2T, сокоэнергетических дырок из гетероконтакта. При этом направленных из активного слоя в сторону контактов происходит постепенный переход к термодиффузионной (рис. 10). В стационарном состоянии (Iph = 0): J1 = J1T эдс Дембера [1], которая носит симметричный характер и J2 = J2T. С другой стороны, и с ростом температуры стремится к нулю. Поэтому при повышении температуры область увеличения тока корот2,3 2,J1,2T pT exp - = J1,2 exp -, (7) кого замыкания сменяется областью его спада (рис. 3).

kT kT Таким образом, рассмотренная модель в целом удовлегде pT — концентрация термолизованных фотодырок в творительно описывает особенности фотовольтаическоактивном слое, 2,3 — значения потенциальных барье- го эффекта в исследованных BIB-структурах. Основными ров 2,3 в условиях ИК подстветки. Разность потенциа- факторами, определяющими фотовольтаический эффект лов, возникающая между гранями структур при фотовоз- в данных объектах, представляются следующие: 1) субуждении, определяется изменением высот барьеров [1].

ществование потенциального барьера между активным и В структурах типа A с учетом (2) и равенства потоков блокирующим слоями, а также между активным слоем и гетероконтактом в структурах типа B, 2) возможность eVA = - eVemf = -(2 - 2) при достаточно низких температурах баллистического пролета фотоносителями блокирующего слоя, 3) мень NB - ND J= - 3 - kT ln. (8) шие времена энергетической релаксации фотоносителей ND Jв активном слое, чем в контактных областях.

Представленные результаты демонстрируют также ноАналогично для структуры типа B вый подход к обнаружению ИК излучения с помоeVB = - (2 - 2) +(3 -3) щью BIB-структур, при котором не возникает проблемы уменьшения темновых токов.

NB - ND J1 J=3 -3 +kT ln - ln.

Авторы признательны Т.М. Лившицу за интерес, проND J1 Jявленный к работе и дискуссии.

(9) Работа выполнена при частичной поддержке РоссийИз (8) и (9) вытекает, что VA и VB зависят от отношения ского фонда фундаментальных исследований (грант 96потоков J1, J2, J1 и J2, которые пропорциональны концентрациям высокоэнергетических p и тепловых pT 02-18429-a, грант PICS 98-02-22037) и Межотраслевой фотодырок. В свою очередь p и pT пропорциональны. научно-технической программы ”Физика твердотельных Отсюда следует, что фотоэдс не должна зависеть от наноструктур” (грант 1-052).

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. Фотовольтаический эффект в области примесного поглощения в Si-структурах с блокированной... Список литературы Photovoltaic effect in the range of impurity absorbtion in Si structures with blocked [1] S.M. Ryvkin. Photoelectric Effects in Semiconductors.

impurity conductivity (Consultants Bereau, N. Y., 1964).

[2] M.D. Petroff, M.G. Stapelbroek, W.A. Kleinhans. Appl. Phys.

B.A. Aronzon+, L. Asadauskas-5, R. Brazis-, Lett., 51, 406 (1987).

D.Yu. Kovalev, J. Leotin-, V.V. Rylkov+ [3] J.E. Huffman, A.G. Crouse, B.L. Halleck, T.V. Downes, Russian Scientific Center ”Kurchatov Institution”, T. Herter. J. Appl. Phys., 72, 273 (1992).

[4] S. Pasquier, G. Sirmain, C. Meny, A. Murray, M. Griffin, PAde 123182 Moscow, Russia + L. Essaleh, J. Galibert, J. Leotin. Proc. 8th Int. Conf. on Scientific-Research Center ”Millimeter and submillimeter waves and applications” (San of Applied Problems in Electrodynamics, Diego, 1994) p. 35.

127412 Moscow, Russia [5] S. Pasquier, C. Meny, L. Asadauskas, J. Leotin, B.A. Aronzon, Universite Paul Sabatier, V.V. Rylkov, V. Conedera, N. Fabre, S. Regolini, C. Morin. J.

31062 Toulouse Cedex, France Appl. Phys. 83, 4222 (1998).

Semiconductor Physics Institute, [6] Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства 2600 Vilnius, Lithuania легированных полупроводников (М., Наука, 1979).

[7] А.Г. Ждан, А.М. Козлов, С.Н. Клемин, В.В. Рыльков. ПТЭ,

Abstract

Electric-field dependence of photoconductivity for вып. 2, 189 (1994).

two-layer blocked impurity conductance Si : Sb and Si : B struc[8] D.V. Fischer, J.J. Rome. Phys. Rev. B, 27, 4826 (1983).

Pages:     | 1 || 3 |





© 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.