WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 5 06;07;12 Электрические свойства поверхностно-барьерной фотодиодной структуры на основе HgInTe © Л.А. Косяченко, Ю.С. Паранчич, В.Н. Макогоненко, В.М. Склярчук, Е.Ф. Склярчук, И.И. Герман Черновицкий национальный университет им. Ю. Федьковича, 58012 Черновцы, Украина e-mail: rektor@chnu.cv.ua (Поступило в Редакцию 20 августа 2002 г.) Исследованы поверхностно-барьерные фотодиоды, полученные вакуумным напылением полупрозрачного слоя золота на монокристаллы Hg3In2Te6. Приведены вольт-амперные характеристики при температурах 5-50C и спектры фоточувствительности в актуальном для волоконно-оптической связи диапазоне 0.6-1.8 µm. Механизмы переноса заряда интерпретируются в рамках генерации–рекомбинации в области пространственного заряда диодной структуры.

Введение ных структурах. Эти вопросы, не затронутые в предшествующих публикациях, имеют непосредственную связь Работа волоконно-оптических линий связи предпола- с эффективностью фотоэлектрического преобразования, темновыми токами и быстродействием прибора.

гает наличие высокоэффективных быстродействующих фотоприемников. В кварцевом световолокне наименьшие потери приходятся на длину волны около 1.55 µm Монокристаллы (и несколько большие на 1.3 µm), поэтому кремниевые фотодиоды для этой цели не подходят, а гермаДля изготовления диодных структур использовались ниевые имеют относително большие темновые токи.

С точки зрения спектрального согласования требова- монокристаллы Hg3In2Te6 n-типа проводимости, выраниям волоконной связи удовлетворяет твердый рас- щенные методом Бриджмена. Концентрация электронов, найденная из измерений эффекта Холла и протвор Inx Ga1-x As. Эпитаксиальные слои этого материала водимости, составляет 8 · 1014 cm-3, подвижность — выращиваются на подложке из InP, причем наилучшее согласование параметров кристаллических решеток до- 140-150 cm2/V · s. На рис. 1 представлена кривая оптического пропускания Hg3In2Te6 T в широком диапазоне стигается для x = 0.53, когда ширина запрещенной зоны длин волн (разрыв кривой обусловлен использованием Inx Ga1-xAs составляет Eg = 0.74 eV, а длина волны, двух спектральных приборов). Обращает на себя внисоответствующая краю поглощения, — 1.68 µm. Для мание, что для пластины толщиной 1 mm максимальустранения нежелательного влияния потенциального барьера на границе раздела InxGa1-x As–InP в струк- ное значение пропускания T составляет 70-71% — свидетельство достаточно высокого качества монокритуру может вводиться дополнительный промежуточный слой из четверного твердого раствора Gax In1-xAsy P1-y сталла. Принимая, что при такой прозрачности потери обусловлены только отражением, т. е. с учетом много(x = 0.6-0.7, y = 0.6-0.9) [1].

В работах [2,3] описан другой фотоприменик для обсуждаемой спектральной области — диодная структура на основе соединения Hg3In2Te6, обуспечивающая практически 100%-ный внутренний выход фотоэлектрического преобразования. Специфической особенностью этого материала является большая концентрация электрически нейтральных катионных вакансий, что делает его малочувствительным ко многим примесям, а также радиационно стойким [4]. Хотя запрещенная зона Hg3In2Teне намного шире, чем у Ge (всего на 0.06 eV), концентрация неосновных носителей, в значительной степени определяющая обратные токи диодной структуры, оказывается при комнатных температурах примерно на порядок меньшей. Все это свидетельствует о перспективности Hg3In2Te6 фотодиодов.

В настоящей работе представлены результаты экспериментального исследования и физическая интерпрета- Рис. 1. Спектр пропускания монокристалла Hg3In2Teция механизмов переноса заряда в Hg3In2Te6 фотодиод- при 300 K.

Электрические свойства поверхностно-барьерной фотодиодной структуры на основе HgInTe Как видно, спектр чувствительности диода перекрывает весь диапазон длин волн, используемых в кварцевых световолокнах: 0.65, 0.84, 1.3 и 1.55 µm. Токовая чувствительность вполне приемлема для практического использования, но, очевидно, может быть заметно повышена за счет утончения полупрозрачного золотого электрода до 80-100. Темновые обратные токи диода по величине такие же, как и у лучших Ge фотодиодов той же площади, но примерно на порядок больше, чем у Inx Ga1-x As p-n-переходов, предназначенных для работы на длине волны 1.55 µm (см., например, [6]).

Проанализируем механизм переноса заряда и возможности уменьшения обратных токов в исследуемых Au–HgInTe диодах.

Рис. 2. Сопоставление кривой поглощения в области края поглощения с зависимостью (hv - Eg)1/2.

кратных отражений T =(1 - r)/(1 + r) [5], получимдля коэффициента отражения r = 0.17. Хотя коэффициент отражения — спектрально зависимая величина, полученное значение r можно, не внося существенных ошибок, использовать для нахождения всей кривой поглощения.

В общем случае коэффициент поглощения связан с T и толщиной образца d выражением [5] 1/1 (1 - r)2 (1 - r) = ln + + R2. (1) d 2T 4T Рассчитанная по формуле (1) зависимость от энергии фотона hv представлена на рис. 2. РезультаРис. 3. Вольт-амперные характеристики Au–HgInTe диода при ты представлены в координатах 2 от hv с учетом трех температурах.

того, что для прямозонного полупроводника, каковым является Hg3In2Te6 [4], в области края поглощения (hv - Eg)1/2, т. е. в используемых координатах зависимость (hv) изображается прямой линией, отсекающей ось абсцисс в точке hv = Eg. Из рисунка следует, что для Hg3In2Te6 величина E близка к 0.72 eV, что согласуется с имеющимися литературными данными [4].

Диодные структуры и их свойства Фоточувствительная барьерная структура создавалась напылением полупрозрачного слоя золота ( 200 ) в вакууме не хуже 10-6 Torr на Hg3In2Te6 пластины, тщательно отполированные п подвергнутые бомбардировке ионами Ar (ионно-лучевое травление) при энергии 500-700 eV и плотности тока 20 mA/cm2 в течение 5 min. Омический контакт к подложке создавался вплавлением индия.

На рис. 3 представлены вольт-амперные характеристиРис. 4. Спектр фоточувствительности Au–HgInTe диода ки Au–HgInTe диода площадью 1 mm2, измеренные при при 300 K. Штриховая линия — пропускание золота толщитрех температурах 5, 20 и 50C, а на рис. 4 —спектр ной 200 на кварцевой пластине. Показаны четыре спектральего фоточувствительности в диапазоне 0.6-1.8 µm ные области, используемые в волоконно-оптических линиях при 25 K.

связи.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 128 Л.А. Косяченко, Ю.С. Паранчич, В.Н. Макогоненко, В.М. Склярчук, Е.Ф. Склярчук, И.И. Герман Довольно быстрое, хоть и сублинейное, возрастание обратного тока с напряжением и сильная его зависимость от температуры позволяют предположить его термогенерационную природу. На первый взгляд такое предположение может показаться сомнительным, поскольку на прямой ветви отсутствует характерная для рекомбинационного тока зависимость от напряжения I exp(eV /2kT) [7]. Следует, однако, заметить, что такая зависимость получена для p-n-перехода [8]. Вслучае диода Шоттки она выполняется только при наличии у поверхности полупроводника инверсного слоя, т. е.

когда высота барьера 0 больше Eg/2 - µ ( µ — расстояние уровня Ферми от дна зоны проводимости в нейтральной части полупроводника) и, кроме того, при не очень больших прямых смещениях [9]. Если эти услоРис. 5. Сопоставление измеренной (кружки) с рассчитанными вия не выполняются, рекомбинационный ток возрастает вольт-амперными характеристиками при различной глубине с напряжением гораздо слабее, чем I exp(eV /2kT).

генерационно-рекомбинационного уровня Et (сплошные криВ общем случае зависимость I(V ) можно найти, инвые) при 293 K. Цифры у кривых — значения Et в eV. На тегрируя скорость рекомбинации U(x) по всей области вставке — используемая энергетическая диаграмма перехода.

пространственного заряда диодной структуры, W I = Ae U(x)dx, Необходимые для расчета тока параметры — высота барьера 0 и глубина залегания генерационно-рекомбинационного центра Et неизвестны. Дело, однако, облеггде A — площадь диода; W — ширина пространствен чается тем, что, как показано в [9], обратный генераци1/ного заряда, равная 20(0 - eV )/e2Nd ; и 0 — онный ток Ig при eV kT определяется выражением диэлектрическая проницаемость полупроводника и электрическая постоянная; Nd — концентрация нескомпенEg ep1W - µ - Et - eV - Et - µ |Ig| =. (6) сированных доноров.

p0 0 - eV Согласно статистике рекомбинации Шокли–Рида Из этого выражения следует, что Ig не зависит от n(x, V )p(x, V ) - ni (W (0 - eV )1/2), а при повышенных обратных смеU(x, V ) =, (2) p0[n(x, V ) +n1] +n0[p(x, V ) +p1] щениях, кроме того, его функциональная зависимость от V становится одинаковой при любом Et (величина где n(x, V ) и p(x, V ) — неравновесные концентрации нотока сильно зависит от Et). Формула (6) справедлива сителей соответственно в зоне проводимости и валентдля уровней Et, расположенных в верхней половине заной зоне, ni — их собственная концентрация, n0 и p0 — прещенной зоны. Для уровней, расположенных в нижней эффективные времена жизни соответственно электронов половине запрещенной зоны, поведение тока аналогичи дырок в области пространственного заряда.

но [9].

Величины n1 и p1 численно равны равновесТаким образом, для сопоставления (1) с эксперименным концентрациям электронов и дырок при услотом необходимо, задавшись разумным значением 0, вии, что уровень Ферми совпадает с уровнем рассчитать токи при различных Et и подбороммножитецентра рекомбинации Et, т. е. n1 = Nc exp(-Et/kT), лей совместить все рассчитанные кривые, а также экспеp1 = Nv exp[-(Eg - Et)/kT ].

римантальную кривую в области повышенных обратных Если энергию отсчитывать от дна зоны проводимости смещений. Далее, варьируя значением 0, нужно добитьв нейтральной части кристалла, концентрация электрося наилучшего совпадения рассчитанной и измеренной нов и дырок в сечении x при напряжении V определяется зависимостей при прямых смещениях. Результаты такой выражениями (вставка на рис. 5) процедуры расчетов представлены на рис. 5. Эффектив µ + (x, V ) ная масса электронов me принята равной 0.47m0 (m0 — n(x, V ) =Nc exp -, (3) kT масса свободного электрона), дырок — mh = 1.35m0 [4], µ = kT ln(Nc/n) =0.235 eV при 296 K. Как видно, ход Eg - µ - (x, V ) - eV обратного тока и выпрямляющие свойства диода зависят p(x, V ) =Nv exp -, (4) kT от Et. Сравнение результатов расчета с экспериментом где (x, V ) — ход потенциальной энегии в области при обратных смещениях показывает, что глубина залепространственного заряда гания генерационно-рекомбинационного центра составляет 0.21-0.26 eV. Для наилучшего совпадения измеренx (x, V ) =(0 - eV ) 1 -. (5) ной и рассчитанной прямой ветви высоту барьера W Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. Электрические свойства поверхностно-барьерной фотодиодной структуры на основе HgInTe следует принять равной 0.37 eV. Расчет прямого тока [3] Малик А.И., Грушка Г.Г. // ЖТФ. 1990. Т. 60. Вып. 10.

ограничен V < 0.25 V, поскольку при больших напряже- С. 188–190.

[4] Грушка Г.Г., Грушка З.М., Говалешко Н.П. // УФЖ. 1985.

ниях вступает в игру надбарьерный термоэлектронный Т. 30. № 2. С. 304–307.

ток. При найденных µ и 0 термоэлектронный ток 2 [5] Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках. М.:

насыщения Is = AAT exp[-(0 + µ)/kT] при 296 K Мир, 1973.

равен 3 · 10-9 A (A — эффективная постоянная Ричард[6] Products of GPD Optoelectronics Corp. http://www.gpd-ir.com.

сона), т. е. довольно мал по сравнению с генерационным.

[7] Зи С. Физика полупроводниковых приборов. М.: Мир, 1984.

К тому же область повышенных прямых смещений не [8] Sah C., Noyce R., Shockley W. // Proc. IRE. 1957. Vol. 45.

представляет интереса при использовании прибора как P. 1228.

фотодиода.

[9] Косяченко Л.А., Махний В.П., Потыкевич И.В. // Укр. физ.

Следует отметить, что в формулу (2) входят времена журн. 1978. Т. 23. № 2. C. 279.

жизни носителей n0 и p0, влияющие, однако, только на величину тока через диод. Это обстоятельство позволяет найти их значения, сшивая рассчитанный и измеренный ток в той области напряжений, где он не зависит от других параметров (Et и 0), т. е. при повышенных обратных смещениях. Совпадение результатов расчета с экспериментом в этой области напряжений достигается при n0 = p0 = 8 · 10-8 s для Et = 0.26 eV и n0 = p0 = 1.5 · 10-8 s для Et = 0.26 eV.

Таким образом, использованная процедура обработки результатов эксперимента позволяет довольно точно определить неизвестные параметры диодной структуры:

высоту барьера 0, времена жизни носителей в области пространственного заряда no и p0 и глубину залегания генерационно-рекомбинационных уровней Et. С практической точки зрения важным является то, что обратные токи в исследуемых Au–HgInTe диодах определяются генерацией носителей в обедненной области барьерной структуры, т. е. в первую очередь величиной n0 и p0.

Обратные токи Au–HgInTe диодов, следовательно, можно уменьшить, используя более чистые и структурно совершенные кристаллы (n0 и p0 обратно пропорциональны концентрации генерационно-рекомбинационных уровней).

Заключение Получены эффективные Au–HgInTe фотодиоды, область чувствительности которых перекрывает весь диапазон длин волн, используемый в волоконно-оптических линиях связи. Электрические характеристики диодов находят количественное описание в рамках модели генерации–рекомбинации в области пространственного заряда с учетом особенностей происходящих процессов в поверхностно-барьерной структуре. Глубина залегания генерационно-рекомбинационных уровней 0.21-0.26 eV, эффективное время жизни носителей 10-7-10-8 s.

Список литературы [1] Streetman B.G., Banerjee S. Solid State Electronic Devices.

5th ed. New Jersey: Prentice Hall, 2000.

[2] Малик А.И., Грушка Г.Г., Тевс Н.Р. // ЖТФ. 1990. Т. 60.

Вып. 6. С. 146–147.




© 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.