WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

начальной стадии фотогенерация вызывает возрастание При малых временах заметен излом зависимости j(t). В со временем поверхностных и максимальных концен- обоих случаях время установления тока примерно одинаково, так как оно определяется временем достижения траций носителей. Электрическое поле разделяет их, вызывая дрейф электронов и дырок к электродам про- стационарного распределения поля во всей структуре и, следовательно, близко к времени дрейфа дырок в тивоположного знака. На рис. 1, где показаны профили темновом поле.

P(X) =p/p, X =x/d, видно как в направлении к катоду Интерпретируя поведение j(t), следует иметь в виду, бежит фронт распределения дырочной концентрации, в что при временах, много меньших tdr, полный ток — результате чего в глубь образца распространяется волна это в основном ток смещения, и динамика его роста плотности положительного объемного заряда. Картина распространения показана для моментов времени, срав- определена изменением поля у освещаемой поверхности.

Замедление роста полного тока при малых временах, нимых с временем дрейфа дырок в постоянном поле проявляющее себя как излом зависимости j(t) и приtdr = d/(µpEe), которое при принятых параметрах равно 3.92 мкс. Из рисунка также видно, что после выхода фронта распределения концентрации к поверхности у катода образуется диффузионный пограничный слой и что распределение p(x) в анодной части структуры слабо зависит от времени. Распределения дырок в приэлектродных пограничных слоях в силу малости их толщины выглядят как резкие ступеньки.

Изменение распределения поля во времени показано на рис. 2. Видно, что деформация распределения поля связана с приходом волны плотности объемного заряда и что перестройка поля в катодной области происходит позже процессов вблизи анода. Из-за постоянства разности потенциалов на структуре и положительной плотности объемного заряда внутри образца поле у анода монотонно уменьшается, а у катода монотонно растет.

Кривизна распределения поля отрицательна. Процесс установления поля практически завершается с выходом фронта распределения дырочной концентрации на поРис. 3. Зависимость от времени граничных значений элекверхность. Время релаксации поля несколько меньше трического поля 0 (сплошные кривые), d (штриховые), времени установления распределения дырочной концен = 104 см-1, при интенсивности освещения Ii, 1015 см-2 · с-1:

трации.

1 —1, 2 —2, 3 —5, 4 — 10, 5 — 100.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Нестационарный фотэффект в высокоомных чистых сильно смещенных структурах... При прекращении фотогенерации (рис. 4, штриховые кривые) носители вытягиваются электрическим полем из кристалла. От анода к катоду бежит уменьшающаяся по амплитуде волна дырочной концентрации, и положительный объемный заряд вытекает из структуры. Поле в анодной области становится более однородным и растет.

Поле у катода уменьшается. Полный ток монотонно спадает к темновому значению. Существенно, что поскольку в этом случае начальное распределение поля неоднородно и степень его экранирования существенно зависит от интенсивности, время восстановления темнового поля и спадания тока больше, чем время релаксации при включении и зависит от интенсивности. Асимметрия временных зависимостей тока при включении и выключении освещения и увеличение времени релаксации при выключении освещения хорошо видна из рис. 4.

3.2. Несколько иная картина переходного процесса Рис. 4. Зависимость от времени полного тока j при включении наблюдается, когда коэффициент поглощения не слиш(сплошные кривые) и выключении (штриховые), = 104 см-1, ком велик, так что d < 10. В этом случае носители при интенсивностях освещения Ii, 1015 см-2 с-1: 1 —1, 2 —2, генерируются в гораздо более широкой области. На 3 —5, 4 — 10, 5 — 100. Кривая 6 соответствует Tn, p = 10-рис. 5 для Ii = 1016 см-2 с-1 и = 10 см-1 представлены при Ii = 1016 см-2 с-1.

профили P(X) для различных моментов времени. Видно, что рост дырочной концентрации в толще структуры происходит за счет объемной фотогенерации, а не дреймерная эквидистантность всех кривых, связано с заверфового потока, как в случае d 1 (рис. 1). Дифшением образования области малых полей в анодной фузионный слой у катода формируется сразу же после части структуры и снижением относительного вклада включения освещения. При интенсивностях Ii < I, тока смещения в полный ток. Заметим, что при интенсоответствующих слабому уменьшению поля, максимум сивностях Ii > I стационарное значение полного тока дырочной концентрации увеличивается и смещается к близко к величине j, которое в данном случае равно катоду, стремясь к своему стационарному положению.

370 мкА/см2.

При интенсивностях Ii > I, соответствующих заметноОсобенности зависимости j(t) вблизи стационарного му уменьшению поля вблизи анода, максимум дырочной значения связаны с чувствительностью распределения концентрации сначала смещается к катоду, затем из-за E(x) к интенсивности излучения в высокоомных струкдиффузии движется в сторону анода, при этом форма турах и значительным уменьшением поля в области генерации носителей и в ее окрестности в случае, когда Ii распределения P(x) становится более острой (рис. 5).

С ростом интенсивности диффузионные эффекты усилизаметно превосходит характерный масштаб I, определяваются, и из-за ослабления поля электроны проникают ющий верхнюю границу линейной области [4]. В данном случае I = 2 · 1015 см-2 с-1. В линейном случае Ii < I поле в структуре изменяется не сильно, и дрейфовая скорость дырок в области фотогенерации не зависит от времени. В результате дырочная концентрация в толще монотонно растет со временем (рис. 1), и полный ток также монотонно увеличивается. В нелинейном случае из-за уменьшения поля вблизи анода и увеличения его в катодной области приходящий поток дырок становится меньше уходящего, концентрация дырок в глубине толщи структуры достигает максимума и начинает слабо убывать. Это приводит к незначительному уменьшению Ed и полного тока.

Заметим, что до выхода фронта распределения дырочной концентрации к границе раздела ток смещения jD составляет заметную долю полного тока. Ток проводимости сильно меняется поперек структуры, при этом разность j- jD отрицательна у освещаемого анода и положительна у катода. Ввиду этого до установления распределения Рис. 5. Распределение дырочной концентрации (P = p/ p, поля (t < tdr) квазистационарный подход, основанный на X = x/d) в структуре для Ii = 1016 см-2 · с-1, = 10 см-1;

отождествлении полного тока и дрейфовой компоненты время, прошедшее после включения света, t, мкс: 1 — 0.3, дырочного тока проводимости, является неверным.

2 —0.61, 3 — 1.22, 4 — 1.82, 5 — 2.43, 6 — 4.25, 7 — 6.08.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1008 Б.И. Резников вблизи анода начинает формироваться слой с повышенной плотностью отрицательного заряда электронов.

Уменьшение прозрачности ниже определенного предела, зависящего от интенсивности освещения и скорости поверхностной рекомбинации, приводит к столь большой величине плотности заряда, что поле у анода испытывает скачок, сравнимый с величиной самого поля. Таким образом, для структур металл–диэлектрик–полупроводник (МДПДМ) с пониженной туннельной прозрачностью вблизи электродов возможны новые эффекты, связанные с аккумуляцией носителей. На рис. 7 для = 104 см-показана зависимость от времени величин 0 и d при различных туннельных прозрачностях границы раздела.

Из рисунка видно, что при туннельной прозрачности T границы раздела, меньшей 10-3 (Vn 104 см/с и много меньше дрейфовых скоростей электронов в толще), Рис. 6. Распределение электрического поля ( = E/Ee, эффекты аккумуляции становятся значимыми и поле у Ee = V /d) в структуре для Ii = 1016 см-2 с-1, = 10 см-1;

анода начинает расти. Вблизи катода также происходит время, прошедшее после включения света, t, мкс: 1 — 0, накопление дырок, однако плотность положительного 2 — 0.61, 3 — 1.22, 4 — 2.43, 5 — 6.08.

заряда не столь велика и поле d не растет. При выключении освещения (рис. 7, кривая 4) поле у поверхности сначала убывает из-за ухода электронов, а затем начинает расти в связи с установлением однородного внутрь толщи. Вблизи анода за время порядка tdr форраспределения из-за утечки положительного заряда из мируется область отрицательного объемного заряда и системы. Поскольку эффекты аккумуляции носителей квазинейтральный слой, протяженность которого значивлияют на поле в узком слое толщиной lE = kT /eEe, тельно превышает ширину области генерации. Динамика это не оказывает влияния на процесс распространения установления распределения поля в случае Ii > I покаволны дырочной концентрации в толще и на время зана на рис. 6. В отличие от случая сильного поглощения выхода тока к стационарному значению. Зависимости (рис. 2) распределение E(x) в значительной части толщи d и j(t) при включении освещения при пониженной имеет положительную кривизну. Деформация профиля туннельной прозрачности практически не отличаются от E(x) происходит одновременно во всей структуре, а темп случая Tn, p = 1. При выключении освещения (рис. 4, изменения граничных значений поля 0 и d примерно кривая 6) время установления темнового тока несколько одинаков. Полный ток монотонно растет к стационарноувеличивается, однако по порядку величины совпадает с му значению даже при сильном экранировании поля у временем дрейфа для дырок.

освещаемого анода.

Появление минимума поля, слегка смещающегося к катоду с течением времени, и наличие области сильного экранирования в глубине толщи характерно для обсуждаемого случая умеренных значений оптических толщин и не связано с наличием объемного заряда глубокой примеси. Интересно, что зависимости E(x), показанные на рис. 6, качественно похожи на экспериментально измеренные распределения поля в кристаллах Bi12GeOпри d = 9 [22].

3.3. Реальные структуры металл–полупроводник имеют на границе раздела тонкий диэлектрический слой, наличие которого существенно снижает эмиссионный поток носителей через границу, в результате чего поверхностная рекомбинация становится основным механизмом, регулирующим количество электронов вблизи анода. Как видно из соотношений (11) и (15), рекомбинационный поток qsn на поверхности пропорционален Рис. 7. Зависимость граничных значений электрического поля скорости рекомбинации (коэффициентам захвата на по0 (1–4) и d (5, 6) от времени при включении (сплошверхностный уровень) и числу незаполненных ловушек.

ные 1–3, 6) и выключении (пунктирные 4, 5) освещения для По мере заполнения ловушек величина qsn уменьшается, туннельных прозрачностей границ раздела Tn, p: 1 —1, 10-2, и в случае, когда скорость эмиссии электронов через 2 —10-3, 3–5 —10-4, 6 —1 10-4. Ii = 1016 см-2 с-1, границу становится меньше их дрейфовой скорости, = 104 см-1.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Нестационарный фотэффект в высокоомных чистых сильно смещенных структурах... 4. Выводы и обсуждение результатов концентраций электронов и дырок, пока эти процессы не приводят к новым эффектам, влияющим на условия во Результаты моделирования нестационарного фотоэф- всей толще.

фекта в высокоомном чистом сильно смещенном кри- В то же время модель чистого кристалла при сильном сталле при освещении его со стороны анода монохро- поглощении дает два основных отличия от эксперименматическим светом позволяют сформулировать общие тальных данных. Во-первых, измеренные стационарные распределения поля имеют положительную кривизну, закономерности переходных процессов.

а рассчитанные — отрицательную. Во вторых, время — При включении (выключении) освещения поле релаксации при включении света, зафиксированное в монотонно изменяется во всех точках структуры, релакэксперименте для структур с туннельно-тонкими слоями, сируя к стационарному распределению.

примерно равно 20 мкс, что в несколько раз превыша— Время установления поля и тока при включении ет величину tdr. Кроме того, время восстановления освещения примерно равно времени дрейфа для дырок, темнового распределения в структуре с пониженной рассчитанному по среднему полю, и не зависит от туннельной прозрачностью увеличивается примерно на интенсивности освещения, коэффициента поглощения и порядок [3]. Оба этих отличия, по нашему мнению, туннельной прозрачности границы раздела.

свидетельствуют о наличии в исследуемых образцах — Ток смещения в течение времени дрейфа для дырок глубокой примеси, объемный заряд которой сопоставим составляет значительную долю полного тока и сильно с объемным зарядом свободных фотоносителей и окаотличается от величины тока проводимости.

зывает влияние на форму распределения электрическо— Детали зависимости полного тока от времени го поля и временные зависимости. Учет этого заряда определяются соотношением интенсивности освещения и исследование влияния рекомбинации через глубокие и характерного масштаба I, соответствующего верхней примесные уровни на переходные характеристики выгранице области слабого экранирования поля у освещасокоомных структур составляет предмет специального емого анода. При Ii > I в случае сильного поглощения исследования.

d 1 зависимости d и j(t) немонотонны, и полный ток стремится к стационарному значению сверху. В случае объемной фотогенерации d 1 полный ток мо- Список литературы нотонно растет к стационарному значению независимо [1] Е.Н. Аркадьева, Л.В. Маслова, О.А. Матвеев, С.В. Прокоот величины интенсивности.

фьев, С.М. Рывкин, А.Х. Хусаинов. ДАН СССР, 221, — При выключении освещения ток монотонно спадает (1975).

к стационарному значению, а время релаксации несколь[2] П.Г. Кашерининов, А.В. Кичаев, Ю.Н. Перепелицин, ко увеличивается с ростом интенсивности и туннельной Ю.О. Семенов, И.Д. Ярошецкий. Электросвязь, № 10, прозрачности границы раздела.

(1990).

— При пониженной туннельной прозрачности гра[3] П.Г. Кашерининов, А.В. Кичаев, А.А. Томасов. ФТП, 29, ницы раздела и почти полном начальном заполнении 2092 (1995).

ловушек вблизи электродов проявляется эффект аккуму- [4] П.Г. Кашерининов, Б.И. Резников, Г.В. Царенков. ФТП, 26, 1480 (1992).

ляции носителей, приводящий к скачку поля у анода при [5] Б.И. Резников, Г.В. Царенков. ФТП, 27, 1262 (1993).

достаточно больших интенсивностях освещения и низких [6] Б.И. Резников, Г.В. Царенков. ФТП, 31, 23 (1997).

прозрачностях (Tn, p 10-3 при Ii 1016 см-2 с-1).

[7] B.I. Reznikov, G.V. Tsarenkov. In: Proc. Fourth Int. Seminar Сравним теоретические результаты, полученные в on Simulation of Devices and Technologies (CEFIM– рамках модели фотоэффекта для чистой высокоомной University of Pretoria, 1995) p. 58.

структуры, с данными эксперимента [3]. Выводы о [8] М.П. Петров, С.И. Степанов, А.В. Хоменко. Фоточувмонотонном изменении поля при включении и выклюствительные электрооптические среды в голографии чении света, возрастании скорости изменения значений и оптической обработке информации (Л., Наука, 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.