WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 10 Влияние электрического поля в слое объемного заряда на эффективность коротковолнового фотоэлектропреобразования в диодах Шоттки на основе арсенида галлия © Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг, О.В. Константинов, О.И. Оболенский, Е.А. Поссе Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 17 марта 1997 г. Принята к печати 17 апреля 1997 г.) Экспериментально исследована зависимость квантовой эффективности коротковолнового фотоэффекта от приложенного обратного напряжения в диодах Шоттки на основе GaAs, когда длина поглощения света много меньше ширины области пространственного заряда. Обнаружена сильная зависимость квантовой эффективности фотоэлектропреобразования от величины контактного электрического поля и от энергии фотонов. Полевая зависимость квантовой эффективности объясняется в рамках модели флуктуационных ловушек. Эта модель позволяет также определить коэффициент потерь горячих фотоносителей, который, как оказалось, ступенчато растет с ростом энергии фотонов. Этот эффект объясняется образованием экситонов в X- и L-долинах полупроводника.

1. Введение яма ловушки предполагается треугольной: приложение обратного смещения, т. е. увеличение поля, делает яму более узкой, и энергия локализации уменьшается. Это Настоящая работа продолжает наши исследования (см. [1,2]) коротковолнового фотоэффекта в диодах Шот- приводит к тому, что при фиксированной температуре с ростом электрического поля уменьшается количетки на основе полупроводников AIIIBV. Ранее нами была обнаружена сильная температурная зависимость кванто- ство фотоносителей, локализованных на ловушках внутри ОПЗ, т. е. уменьшаются потери на рекомбинацию, вой эффективности фотоэлектропреобразования (ФЭП) благодаря чему и происходит рост фототока. Влияние в поверхностно-барьерных структурах (диодах Шоттки) электрического поля оказалось очень сильным: при его Ni–GaAs [1] и Au–GaP [2]. Классические модели ФЭП увеличении от E = 1.5 · 104 до 4.5 · 104 В/см фоне содержат в себе механизма сильной зависимости квантовой эффективности ФЭП от температуры. Для объяснения наблюдающейся экспериментально закономерности в работе [1] была предложена модель специального вида ловушек в области пространственного заряда (ОПЗ), возникающих при наличии электрического поля из флуктуаций пространственного хода дна зоны проводимости и потолка валентной зоны (рис. 1). Такие ловушки способны удерживать как фотоэлектроны, так и фотодырки, локализуя их в пространственно близких областях. Идея о наличии ловушек для фотоносителей в ОПЗ несколько изменяет привычную картину процесса фотоэлектропреобразования. Обычно считается, что контактное электрическое поле разделяет все остывшие в ОПЗ фотоносители. Существование ловушек в ОПЗ означает наличие еще одного механизма рекомбинационных потерь, не учитывающегося ранее. Этот механизм сильно подвержен влиянию температуры. Ее повышение способствует термической диссоциации занятых энергетических уровней в ловушках, что приводит к экспоненциальному росту квантовой эффективности ФЭП. Энергия локализации (активации), определенная в [1] по температурной зависимости фототока, оказалось порядка 20 мэВ.

В настоящей работе гипотеза о существовании флуктуационных ловушек в ОПЗ получила дополнительное Рис. 1. Ловушка для электронов (e) и дырок (h), образовавэкспериментальное подтверждение благодаря наблюдешаяся из флуктуации пространственного хода дна зоны пронию роста фототока при увеличении электрического водимости (Ec) и потолка валентной зоны (Ev) в присутствии поля в ОПЗ. Как видно из рис. 1, потенциальная контактного электрического поля.

1226 Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг, О.В. Константинов, О.И. Оболенский, Е.А. Поссе Рис. 2. Зависимость внешнего квантового выхода от максимальной величины электрического контактного поля в ОПЗ.

T = 300 K. Точками показаны экспериментальные значения. Изменение электрического поля соответствует изменению обратного напряжения от 0 до 6В. h, эВ: 1 — 2.25, 2 —2.7, 3 —3.1, 4 — 4.13, 5 —5.1.

тоток возрастает более чем вдвое. Применение про- почли ввести свой коэффицент для каждого типа потерь стейшей модели треугольной потенциальной ямы позво- и не пользоваться термином ”внутренний квантовый ляет дать вполне удовлетворительное количественное выход”.

объяснение полевой зависимости квантовой эффективности фотоэлектропреобразования, как это видно из 2. Постановка и результаты рис. 2.

эксперимента Следует отметить, что ранее (см. [3–5]) в основном исследовались другие механизмы влияния приложенного Объектом исследования были поверхностно-барьерк структуре напряжения на квантовую эффективность ные структуры Ni–GaAs. Они представляли собой ФЭП. В [3] наблюдалось резкое увеличение квантовой сильно легированную подложку n-GaAs с концентрацией эффективности ФЭП в сильно легированных структурах электронов n = 1017 см-3 при 300 K, на одной стороне за счет ударной ионизации. В [4,5] наблюдалось увеличекоторой был выращен слабо легированный эпитаксиальние квантовой эффективности ФЭП за счет увеличения ный слой n-GaAs (n = 1015 см-3 при 300 K) толщиной ширины ОПЗ при приложении обратного напряжения.

10 мкм. На эпитаксиальный слой был нанесен химичеЭтот механизм действует при достаточно узкой ОПЗ, ским осаждением никелевый полупрозрачный барьерный когда ее ширина W меньше длины поглощения света l. В контакт [6], а на подложку путем вплавления индия был нашем случае последнее условие не только не выполнянанесен омический контакт. Полная толщина структуры ется при ФЭП в коротковолновой области спектра, но и была порядка 200 мкм, площадь освещаемой поверхнодля h >2 эВ оказывается, что l W. Кроме того, при сти 0.06 см2.

величине контактного поля в несколько десятков кВ/см Предметом исследования была зависимость коротударная ионизация невозможна. Поэтому традиционные коволновой квантовой эффективности фотоэлектропремеханизмы описания полевой зависимости квантовой образования от обратного напряжения в диапазоне эффективности ФЭП не пригодны для коротковолнового 06 В. Спектры фототока измерялись при 300 K с фотоэффекта.

помощью монохроматора ДМР-4 в интервале энергий Отметим также, что в настоящей работе мы не польфотонов 1.85.2 эВ; исследуемые структуры находились зуемся понятием внутреннего квантового выхода, чтобы в режиме фототока короткого замыкания.

не возникало путаницы в терминологии. Мы принимаем, Квантовая эффективность ФЭП (внешний квантовый что каждый фотон поглощается в полупроводнике с выход) определялось по известной формуле рождением одной электронно-дырочной пары. В этом I смысле внутренний квантовый выход мы полагаем рав = h, (1) eP ным единице. Однако часто в это понятие включаются еще и различного рода потери. Тогда в нашем случае где I — фототок, P — мощность падающего света, h — внутренний квантовый выход оказывается зависящим и энергия фотонов.

от температуры, и от величины приложенного смещения, Результаты измерения полевой зависимости квантовой и от длины волны падающего света. Поэтому мы пред- эффективности ФЭП представлены на рис. 2.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Влияние электрического поля в слое объемного заряда на эффективность... 3. Механизм зависимости квантовой Здесь:

— множитель (1 - R) равен вероятности того, что эффективности ФЭП фотон не отразится от поверхности и поглотится в от электрического поля полупроводнике (R — коэффициент отражения света);

—множитель (1 - hot) равен вероятности того, что Как видно из рис. 2, экспериментально наблюдается рожденная фотоном электронно-дырочная пара остынет сильная зависимость квантовой эффективности ФЭП в ОПЗ, т. е. станет подверженной влиянию контактного от приложенного смещения. Как упоминалось выше, поля (hot — коэффициент потерь горячих носителей, подобное явление ранее объяснялось [4,5] расширеникоторый зависит от энергии фотона и от свойств данного ем области пространственного заряда с ростом прилополупроводника);

женного обратного смещения и соответствующим уве—множитель (1 - therm) равен вероятности того, что личением доли электронно-дырочных пар, разделенных остывшая электронно-дырочная пара разделится контактконтактным электрическим полем. Однако эта картиным полем и даст вклад в фототок (therm — коэффициент на справедлива лишь для энергий фотонов, ненамного потерь термализованных носителей; он определяется превышающих ширину запрещенной зоны, когда длина рекомбинацией носителей, захваченных в ловушки, и поглощения света превосходит толщину ОПЗ. В нашем зависит от температуры и величины электрического поля случае выполняется обратное условие l W, иприэтом в ОПЗ).

увеличение ширины ОПЗ никак не должно влиять на Отметим, что рекомбинационными потерями на поквантовую эффективность ФЭП. Возрастание квантовой верхности мы пренебрегли из-за их малой величины в эффективности с ростом электрического поля можно данной серии образцов.

было бы связать с увеличением высоты потенциального С ростом температуры концентрация свободных тербарьера для выхода фотоэлектронов в металл, т. е. с мализованных носителей будет расти за счет термодисуменьшением потерь фотоэлектронов. Однако простые социации электронно-дырочных пар, захваченных ловушоценки показывают, что этот эффект не может оказать ками, и, следовательно, чем выше температура, тем больстоль сильного влияния на квантовую эффективность ше квантовая эффективность ФЭП. Из температурной ФЭП, как это наблюдается экспериментально. Другой зависимости квантовой эффективности в [1] была опревозможный механизм зависимости квантовой эффективделена энергия локализации носителей при отсутствии ности ФЭП от приложенного смещения — это измесмещения на структуре. Она явилась отправной точкой в нение толщины ”мертвого” слоя у поверхности полурасчете полевой зависимости квантовой эффективности проводника, из которого все электроны втягиваются в ФЭП.

металл за счет сил изображения заряда в металле. ОдПредлагаемый механизм зависимости квантовой эфнако ширина этого слоя составляет несколько десятков фективности ФЭП от приложенного обратного смещеангстрем и слабо зависит от смещения. Поэтому ее ния состоит в следующем. С ростом обратного смеизменение при длинах поглощения фотонов порядка щения, т. е. с ростом контактного электрического посотни ангстрем никак не может объяснить изменение ля, увеличивается наклон зон в ОПЗ, что приводит к квантовой эффективности ФЭП в несколько раз.

уменьшению энергии локализации электронно-дырочной Мы считаем, что такое сильное возрастание квантовой пары в ловушке. При фиксированной температуре это эффективности ФЭП с ростом электрического поля можуменьшение энергии локализации приводит к росту конно объяснить на основании модели, предложенной в [1] центрации свободных термализованных носителей, и, для описания температурной зависимости квантовой эфследовательно, к росту квантовой эффективности ФЭП.

фективности ФЭП. Эта модель предполагает наличие В случае статистики Больцмана флуктуаций в пространственном ходе дна зоны проводи1 - therm = e-E(E)/kT, (3) мости и потолка валентной зоны (рис. 1). В контактном электрическом поле такая флуктуация становится где E — энергия локализации электронно-дырочной ловушкой как для электронов, так и для дырок. Носители пары, E — напряженность электрического поля в ОПЗ, заряда разных знаков оказываются локализованными в k — постоянная Больцмана, T — температура. Тогда пространственно близких областях, что может вести к выражение (2) для квантовой эффективности ФЭП заих рекомбинации.

писывается в виде По сути квантовая эффективность ФЭП это есть вероятность того, что фотон поглотится в полупроводнике =(1 -R)(1 - hot)e-E(E)/kT. (4) с рождением электронно-дырочной пары, которая затем Зависимость энергии локализации от контактного элекразделится контактным электрическим полем и даст трического поля находится согласно вклад в фототок. В следующей формуле, приведенной в [1], эта вероятность представлена в виде произведения E(E) =E0 -[(E) -(E0)], (5) вероятностей трех последовательных событий, где E0 = 22 мэВ — энергия локализации при нулевом =(1 -R)(1 - hot)(1 - therm). (2) обратном смещении, когда электрическое поле E в ОПЗ Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1228 Т.В. Бланк, Ю.А. Гольдберг, О.В. Константинов, О.И. Оболенский, Е.А. Поссе равно E0 = 15 кВ/см; (E) — энергия уровня, отсчитыва- L-долинах и показано, что роль обратной эффективной емая от дна ямы. Для нахождения (E) мы использовали массы m играет величина грубое приближение треугольной потенциальной ямы с бесконечно высокими стенками, 1 d= 2 Ec(k) - Ev(k), (7) m d( k)2 k=km e2 1/(E) =1 E2. (6) 2m где km — точка локального минимума расстояния между зоной проводимости и валентной зоной.

Здесь 1 2.34 — первый корень функции Эйри; — постоянная Планка, e и m — заряд и эффективная масса электрона.

Из формул (5) и (6) видно, что энергия локализации быстро уменьшается с ростом контактного электрического поля в ОПЗ, что приводит к росту квантовой эффективности ФЭП. Когда контактное поле становится столь сильным, что энергия локализации обращается в нуль, квантовая эффективность ФЭП перестает зависеть от электрического поля. Модель треугольной ямы с бесконечно высокими стенками, конечно, слишком груба и не учитывает ряда факторов, например, туннелирования сквозь потенциальный барьер. Поэтому теоретические кривые имеют излом (рис. 2) при переходе в режим насыщения.

4. Экситонный механизм коротковолнового спада квантовой эффективности фотоэлектропреобразования Зная зависимость квантовой эффективности ФЭП от энергии фотона, можно построить спектральную зависимость коэффициента потерь горячих носителей (рис. 3).

Оказалось, что hot как функция энергии фотона имеет ступенчатый вид с двумя участками быстрого роста. Рис. 3. Спектральные зависимости коэффициента потерь горячих носителей hot, квантовой эффективности ФЭП и Первый из них располагается вблизи энергии фотона коэффициента отражения R.

h 2.8 эВ, а второй при h 4.5 эВ. Характер этой зависимости может быть объяснен особенностями зонной структуры GaAs (рис. 4). На этом рисунке выделены участки зоны Бриллюэна, в которых зона проводимости и валентная зона идут почти параллельно друг другу.

Эти участки дают большой вклад в поглощение фотонов.

Область 1 соответствует межзонным переходам в L-долине, с энергией порядка 2.8 эВ, а область 2 соответствует межзонным переходам в X-долине, с энергией порядка 4.5 эВ.

Поскольку в окрестностях X- и L-точек зоны Бриллюэна дно зоны проводимости идет почти параллельно потолку валентной зоны, скорости фотоэлектрона и фотодырки направлены в одну сторону и, более того, близки по абсолютной величине. Благодаря этому обстоятельству, вследствие кулоновского взаимодействия, электрон и дырка могут образовывать горячий экситон.

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.