WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 6 Особенности переноса заряда в диодах Шоттки на основе полуизолирующего CdTe © Л.А. Косяченко¶, Е.Л. Маслянчук, В.М. Склярчук Черновицкий национальный университет 58012 Черновцы, Украина (Получена 4 октября 2004 г. Принята к печати 10 ноября 2004 г.) Исследованы электрические характеристики детекторов рентгеновского и -излучения на основе CdTe с диодами Шоттки. Экспериментальные данные получены на диодах Al/p-CdTe с удельным сопротивлением подложки в пределах от 102 до 109 Ом · см (300 K). Полученные результаты интерпретируются в рамках теории генерации–рекомбинации Саа–Нойса–Шокли с учетом особенностей диода Шоттки. Показано, что в случае использования полуизолирующего CdTe наблюдаемые значительные прямые токи обусловлены инжекцией электронов в подложку.

1. Введение ским разрешением без специальной схемы обработки электрического сигнала в цепи детектора [10].

В течение десятилетий теллурид кадмия (CdTe) явля- Несмотря на столь значительный технический успех, ется важным материалом для полупроводниковых детек- ряд физических вопросов относительно свойств диода торов, широко применяемых в науке, технике, медицине Шоттки, изготовленного на полуизолирующем матеи других областях. Благодаря большим по сравнению риале, остается невыясненным, в частности механизм с кремнием атомным номерам (48/52 для CdTe и 14 обратного тока, низкие значения которого допускают для Si) спектральный диапазон CdTe-детекторов расши- высокие рабочие напряжения, а значит, высокую эффекрен в высокоэнергетическую область регистрируемых тивность собирания заряда, природа наблюдаемых знаквантов, а более широкая запрещенная зона (1.5 эВ) чительных прямых токов диода при столь высокоомной обеспечивает работу без криогенного охлаждения. Одна- базе и др. Настоящая работа посвящена выяснению этих ко разработчики CdTe-детекторов сталкиваются с целым вопросов.

радом проблем, связанных с получением однородных полуизолирующих монокристаллов с близкой к соб2. Результаты эксперимента ственной электропроводностью и большим временем жизни носителей.

Для изготовления диодов использовались моноЕще в 1960-е годы была доказана возможность создакристаллические пластиы CdTe p-типа проводимония на основе CdTe-поверхностно-барьерных детекторов сти с удельным сопротивлением в пределах -излучения спекрометрического типа, работающих при от 102 до 109 Ом · см (300 K). Пластины подвергались комнатной температуре [1]. Хотя впоследствии эта возшлифовке и полировке с последующей обработкой можность неоднократно подтверждалась [2–4], эти раK2Cr2O7 + HNO3 + H2O в несколько этапов до полуботы потеряли свою злободневность после начала комчения однородной поверхности при наблюдении в мимерческого выпуска детекторов на основе однородных кроскоп. Контакт Шоттки площадью 1-3мм2 создавался монокристаллов CdTe, а затем Cd1-xZnxTe (x 0.1), с вакуумным (10-6 Торр) напылением Al толщиной 1 мкм приемлемыми для практического использования харакпри температуре подложки 150-200C. Омические контеристиками. При толщине монокристалла 1-5мм спектакты были получены вакуумным напылением Ni.

тральная характеристика такого детектора распростраНа рис. 1 приведена вольт-амперная характеристинялась в область энергий -квантов до 1 МэВ и выше, ка одного из диодов, изготовленных на подложке с в то время как в детекторах с поверхностно-барьерной удельным сопротивлением 2 · 104 Ом · см при комнатной структурой (диодом Шоттки) толщина активной области температуре. Важным обстоятельством является то, что (обедненного слоя) не превышала 50-100 мкм, что при обеих температурах (295 и 343 K) на прямой I-V существенно ограничивало его возможности [2–4]. Тем характеристике в полулогарифмических координатах нане менее в конце 1990-х гг. в серии публикаций Такагаши блюдается протяженный участок, следующий зависимос соавт. [5–9] были представлены результаты, свидести, близкой к I exp(eV /2kT) - 1. При напряжениях, тельствующие о том, что это ограничение может быть превышающих 0.5 В, однако, экспериментальные точпреодолено благодаря исключительно малым темновым ки резко отклоняются в сторону больших напряжений.

токам и благоприятным условиям собирания заряда Естественно предположить, что в области больших в CdTe-диоде Шоттки. Открылась возможность произпрямых токов часть приложенного напряжения падает водства CdTe-детекторов высокоэнергетических квантов на сопротивлении подложки Rs, величину которого мож(например, 662 кэВ и выше) с предельным энергетичено найти из зависимости дифференциального сопротив¶ E-mail: lakos@chv.ukrpack.net ления диода Rdi f от напряжения (рис. 2). Как видно, при Особенности переноса заряда в диодах Шоттки на основе полуизолирующего CdTe от V -IRs, то прямые ветви вольт-амперной характеристики в области больших токов видоизменяются (незаполненные кружки на рис. 1). Все же с учетом падения напряжения на Rs точки в области больших токов не укладываются на экспоненциальные зависимости I exp(eV /2kT) (штриховые прямые). Объяснение этого, следовательно, нужно искать в особенностях самого механизма переноса в исследуемых диодах.

Еще одной характерной чертой исследуемых диодов явлется то, что обратный ток при низких смещениях сублинейно зависит от напряжения, а его величина при фиксированном напряжении пропорциональна концентрации собственных носителей в поРис. 1. Вольт-амперные характеристики диода Al/p-CdTe лупроводнике ni =(Nc/Nv)1/2 exp(-Eg/2kT ) [15,16]. На при 295 и 343 K. Удельное сопротивление подложки 3/рис. 3 показана такая зависимость в координатах I/T 2 · 104 Ом · см при 295 K.

от 1000/T. Наклон полученной прямой дает энергию 0.80 эВ, которая соответствует половине ширины запрещенной зоны CdTe при 0 K Eg0 = Eg(T ) + · T = 1.46 + 4 · 10-4 · 300 = 1.58 эВ.

Указанные закономерности I-V кривых характерны для диодов Al/p-CdTe, изготовленных на кристаллах с удельным сопротивлением, изменяющимся во всем используемом интервале ( = 102-109 Ом · см). Однако при увеличении удельного сопротивления подложки диапазон изменения напряжения, в котором прямой ток следует зависимости I exp(eV /2kT) - 1, сужается, так что при приближении к 109 Ом · см прямолинейный участок на зависимости log I от V вообще не наблюдается, а выпрямляющие свойства диода практически исчезают. Форма обратной ветви I-V -характеристики при этом сохраняется, причем величина обратного тока при изменении в диапазоне 102-109 Ом · см изменяется в пределах только одного порядка. Можно предположить, что последнее связано с другими характеристиками материала, а не с его удельным сопротивлением. Если Рис. 2. Дифференциальное сопротивление диода при произвести нормирование обратного тока при фиксирои 343 K. Значение Rdi f в области насыщения соответствует сопротивлению подложки Rs.

низких смещениях Rdi f резко убывает, отражая экспоненциальное возрастание тока. Однако при V = 0.5-2В кривая Rdi f (V ) выходит на насыщение.

Наличие насыщения на кривой Rdi f (V ) означает, что напряжение на барьерной области диода практически перестает увеличиваться, и дальнейшее возрастание приложенного к образцу напряжения приводит только к увеличению падения напряжения на последовательно включенном линейном сопротивлении подложки.

Другими словами, в этой области изменение тока I связано с изменением напряжения на подложке V, т. е. величина V / I (дифференциальное сопротивление при достаточно малых V и I) равна сопротивлению подложки Rs. Найденное таким путем сопротивление Rs для представленного на рис. 1 диода составляет 0.Рис. 3. Температурная зависимость обратного тока при фиксии 0.04 МОм соответственно при 295 и 343 K. Если учесть рованном напряжении смещения 0.3 В (кружки). Прямая пропадение напряжения на Rs, т. е. построить зависимости I ведена под наклоном, соответствующим Eg/2 = 0.8эВ при 0K.

8 Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 756 Л.А. Косяченко, Е.Л. Маслянчук, В.М. Склярчук и po — времена жизни электронов и дырок в области пространственного заряда. Ведичины n1 и p1 равны равновесным концентрациям электронов и дырок nи p0 при условии, что уровень Ферми совпадает с рассматриваемым уровнем, т. е. n1 = Nc exp(-Et/kT) и p1 = Nv exp[-(Eg - Et)/kT], где Nc = 2(mnkT/2 )3/и Nv = 2(mpkT/2 )3/2 — эффективные плотности состояний соответственно в зоне проводимости и валентной зоне (mn и mp — эффективные массы электронов и дырок), Et — энергетическое расстояние от потолка валентной зоны (рис. 5). В выбранной системе отсчета для концентрации электронов и дырок в точке x при напряжении V можно записать:

µ + (x, V ) n(x, V ) =Nc exp -, (2) kT Eg - µ - (x, V ) - qV Рис. 4. Нормированные при обратном смещении 0.3 В вольтp(x, V ) =Nv exp -, (3) kT амперные характеристики диодов Al/p-CdTe, изготовленных на подложках с различным удельным сопротивлением (Ом · см):

где µ — энергетическое расстояние уровня Ферми 1 —3 · 102, 2 —2 · 104, 3 —2 · 107, 4 —2 · 109.

от потолка валентной зоны в объемной части полупроводника. Распределение потенциала в диоде Шоттки параболическое ванном напряжении (например, 0.3 В), то „обобщенная“ вольт-амперная характеристика Al/p-CdTe диода выгляx (x, V ) =(0 - eV ) 1 -, (4) дит так, как это показано на рис. 4.

W Наличие зависимости I exp(eV /2kT) прямого тока и сублинейный ход обратного тока являются характе- где 0 — высота барьера со стороны полупроводника риными признаками генерационно-рекомбинационного в равновесии (0/e = Vbi — контактный потенциал), механизма перенса заряда в исследуемых диодах. Разра- координата отсчитывается от поверхности полупроводботанная для p-n-перехода теория Саа–Нойса–Шокли, ника, энергия (x, V ) — от потолка валентной зоны в правда, не предполагает отклонение от экспоненцинейтральной части полупроводника вниз.

альной зависимости при больших прямых токах [11].

Особого рассмотрения требует ширина области проОднако учет специфики диода Шоттки, особенно меньстранственного заряда W, фигурирующая в формуле (1) шее по сравнению с p-n-переходом искривление зон и которую для диода Шоттки обычно представляют в в области барьера, позволяет объяснить эту особенвиде ность вольт-амперной характеристики диодов на основе 20(0 - eV ) W =, (5) низкоомных кристаллов Cd1-xZnxTe (x = 0.05-0.1) как e2(Na - Nd) n-, так и p-типа проводимости [12,13]. Рассмотрим, как модель Саа–Нойса–Шокли описывает эволюцию вольт- где — диэлектрическая постоянная, 0 — электрическая постоянаая, Na-Nd — концентрация некомпенамперной характеристики диода Шоттки при увеличении удельного сопротивления полупроводника от 102-до 109-1010 Ом · см.

3. Теоретическое рассмотрение В соответствии с теорией Саа–Нойса–Шокли ток через диод находится интегрированием скорости генерации–рекомбинации по всей области пространственного заряда [11]:

W n(x, V )p(x, V ) - ni Ig-r = Ae dx, po[n(x, V ) +n1] +no[p(x, V ) +p1] (1) где A — площадь диода, e — заряд электрона, n(x, V ) Рис. 5. Энергетическая диаграмма рассматриваемой диодной и p(x, V ) — концентрация носителей в зонах, no структуры.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Особенности переноса заряда в диодах Шоттки на основе полуизолирующего CdTe сированных акцепторов (рассматривается p-тип прово- при уменьшении или увеличении выбранной величины димости). Na-Nd на порядок, область пространственного заряда В случае полупроводника, легированного мелкими расширится или сузится в 10 3 раза.

(полностью ионизированными) примесями, концентрация Na-Nd некомпенсированных акцепторов практи4. Результаты расчета чески равна концентрации дырок в валентной зоне.

Известно, однако, что даже в самых чистых и соНа рис. 6 приведено сопоставление I-V -характерисвершенных монокристаллах CdTe содержатся примеси тики, рассчитанной по формуле (1) с учетом (2)–(5), (дефекты) с концентрацией вплоть до 1015-1017 см-3, с измеренной для Al/p-CdTe диода на кристалле с среди которых есть глубокие акцепторы с различной удельным сопротивлением 2 · 104 Ом · см (295 K).

энергией ионизации [14,15]. В этом случае в формуПриняты такие параметры: mn = 0.11m0, mp = 0.35mле (5) для W под Na-Nd нужно подразумевать сум(m0 — масса электрона в вакууме), Et = 0.73 эВ, марную концентрацию акцепторов. Реальные кристаллы p =(eµp)-1 = 2 · 1012 см-3, µp = 80 см2/(В · с), µ = CdTe всегда содержат донорные примеси нескольких = kT ln(Nv/p) =0.374 эВ. Подгоночными параметрами типов [14,15] и тогда величина Na-Nd равна суммарслужили времена жизни носителей no и po, которые ной концентрации акцепторов минус суммарная кондля наилучшего совпадения расчета с экспериментом центрация доноров. В слабо компенсированном CdTe были приняты равными 9 · 10-11 с. Отклонение от для Na = 1015-1017 см-3, 0 = 10.6. 0 = 1эВ, V = зависимости I exp(eV /2kT) при повышении V сильно имеем W = 0.3-3 мкм. В компенсированном материале зависит от высоты барьера 0. Чтобы получить нужное Na-Nd становится меньше, а W соответственно — отклонение от прямой на рис. 6 при напряжениях шире. При увеличении степени компенсации область V > 0.4 В, величину 0 пришлось принять равной пространственного заряда может оказаться намного 0.52 эВ. Как видно из рис. 6, при выбранных параметрах больше указанной величины и теоретически может достигается превосходное согласие результатов расчета охватить весь образец. В реальном случае это не с экспериментом как для прямого, так и обратного происходит. Решение уравнения электронейтральности включения, что не оставляет каких-либо сомнений отнопоказывает, что практически нереально получить посительно генерационно-рекомбинационного механизма луизолирующее состояние полупроводника (удержать переноса заряда в исследуемых диодах.

уровень Ферми вблизи середины запрещенной зоны), Рассматрим теперь поведение вольт-амперной хараккомпенсируя мелкую акцепторную примесь [16,17]. Ведь теристики CdTe диода Шоттки при увеличении удельдля этого необходимо реализовать компенсацию с очень ного сопротивления подложки, особенно при высоких высокой точностью, что для сколько-нибудь значительего значениях вплоть до проводимости, близкой к собстного объема недостижимо при использовании совревенной.

менной технологии выращивания монокристаллов CdTe.

На рис. 6 представлена I-V -характеристика, рассчиПри малейшем отклонении от необходимого значения танная по формуле (1) с учетом (2)–(5). При расчете степени компенсации уровень Ферми резко смещается от середины запрещенной зоны вверх или вниз, делая полупроводник низкоомным соответственно nили p-типа проводимости. Проблема решается, если компенсировать примесь или дефект, уровень которого расположен вблизи середины запрещенной зоны.

В этом случае именно этот уровень может „захватить“ уровень Ферми (так называемый „pinning“), для чего необходима его не полная, а частичная компенсация. При 50% компенсации уровень Ферми точно совпадает с рассматриваемым уровнем и незначительно смещается от этого положения, если степень компенсации изменяется в пределах, скажем, 20-80% [17].

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.