Особенности фотопроводимости монокристаллов сульфида кадмия при комбинированном возбуждении

3.1 Технология легирования образцов

Обычно введение леганта в полупроводник производится нанесением соответствующего вещества на поверхность в избыточных количествах с последующим разогревом. При этом за счет градиента концентрации стандартным механизмом диффузии вещество транспортируется вглубь полупроводника.

В работе [2] описан способ создания электронных ловушек на поверхности полупроводника за счет обработки ее газовым разрядом. Преимущества этой методики связаны с присутствием электрического поля при технологических операциях. Варьируя величину и направление этого поля можно контролировать процесс внедрения дефектов и профиль их распределения.

Повышение температуры в некоторых пределах облегчит этот процесс. При этом существуют некоторые пороговые значения разогрева, выше которых за счет энергии активации ловушки теряют заряд и перестают реагировать на приложенное поле. Очевидно, что в этом случае преимуществом обладают глубокие ловушки, позволяющие за счет теплового возбуждения решетки увеличивать в большей мере подвижность примесных ионов.

Возбуждение полупроводника собственным светом также активизирует процесс легирования, поскольку в этом случае должна возрастать доля ловушек, захвативших заряд.

В [8] приводятся данные, указывающие на значительную миграцию ионов примеси в широкозонных полупроводниках в полях порядка 105 В/м.

Комбинированное воздействие теплом и светом может существенно понизить эту напряженность поля для формирования в контролируемых условиях распределения примеси вида (2.1б).

Помимо создания электронных ловушек и управляемого процесса внедрения их в объем полупроводника, предлагаемый метод обработки в коронном разряде способствует образованию доноров на поверхности образца [3]. То же электрическое поле, которое способствует оттоку электронных ловушек, аккумулирует доноры в приповерхностных слоях, увеличивая их проводимость. При этом возникает возможность производить обработку кристаллов с уже нанесенными контактами и в том же цикле производить измерения без напуска  воздуха в камеру. Хотя часть поверхности полупроводника непосредственно под контактом в этом случае и не подвергается бомбардировке ионами плазмы, за счет повышенной поверхностной проводимости носители тока растекаются от контакта, а затем устремляются сквозь образец к противоположному контакту. При этом линии тока совпадают с направлением, по которому распространялись электронные ловушки.

Наш образец представлял собой прямоугольную пластину монокристаллического сульфида кадмия толщиной ~ 1,5 мм и площадью фронтальной поверхности около одного квадратного сантиметра. Кристалл помещался в вакуумную камеру, где создавалось разряжение порядка 10-2¸10-3 мм.рт.ст.

Катод был изготовлен из медной проволоки толщиной 0,8 мм. Устойчивый симметричный разряд (рис.3.1.б) удавалось создать, когда концу катода придавалась коническая форма. При недостаточной степени разряжения в камере разряд переходил в лавинный и шнуровался, причём в рабочей области высоких напряжений момент шнурования практически не зависел от поля. Все приведённые ниже результаты получены после обработки в режиме тлеющего разряда. Попытки создать барьер, описанный в главе второй, после воздействия лавинного разряда успеха не имели.

Рис.3.1. Конструкция разрядника (а), обработка образцов в вакууме

 в газовом разряде (б)

Первоначально катод располагался на расстоянии 5-6 мм от образца. Однако лучшие результаты (см.п.3.2) получены при величине зазора 8-12 мм. Мы связываем это с тем, что при недостаточной величине промежутка истекающие электроны не набирали достаточной энергии для создания дефектов в структуре исследуемого кристалла.

Высокое напряжение порядка 4 – 5 кВ создавалось с помощью высоковольтного выпрямителя “Разряд-1”. При этом, принципиальным отличием от  описанного ранее (см. [1-3, 5]) является использование именно постоянного напряжения для обработки.  Для напряжений, меньших указанных, в результате обработки формировались условия, при которых спектральное распределение фото-э.д.с. дважды оказывалась с переменной знака (см. п.3.4).

3.2 Вольт-амперные характеристики исследуемых структур

Для обработки в газовом разряде подбирались образцы, обладающие симметричными линейными графиками ВАХ как в темноте, так и на свету (рис.3.2. крив 1). Использовались достаточно фоточувствительные кристаллы.

Рис.3.2 Вольтамперные характеристики образца на свету до (1) и после (2) обработки газовым разрядом.

До начала технологических операций при освещении белым светом порядка 100 – 200 лк типичным являлось уменьшение сопротивления от 108÷109 Ом в темноте до (1÷3)•103Ом на свету.

В обоих случаях – и в темноте, и при освещении – после технологического процесса кривые проходили ниже. Это означает, что общее сопротивление кристалла возросло, что вполне соответствует выводам главы 2. После появления электронных ловушек первоначально низкоомная область пространственного заряда омического контакта в результате образования барьера значительно повышает сопротивление.

Кривые оказались сверхлинейными, в целом соответствующими по виду прямой ветви диодной ВАХ. В таком случае, применяя обычную методику, по касательной к графику при больших напряжениях получено, что после обработки в газовом разряде сопротивление базы в темноте составляло ~ 5×104 Ом, на свету (2¸3)104 Ом. Незначительное отличие полученных значений подтверждает сделанный в главе 2 вывод о том, что ширина образовавшегося барьера определяется только глубиной проникновения ловушек. В далёких от поверхности кристалла слоях ловушек очень мало и поэтому все они оказываются уже заполненными в темноте. Свет не изменяет их заполнения и, значит, ширины ОПЗ, а вместе с ней и сопротивления.

Экстраполяция касательных до пересечения с осью абсцисс позволила определить, что высоты левого и правого ската барьера (см. рис 2.1.а) в темноте и на свету немного отличались. Как и ожидалось (см. п. 2.6), на свету барьер несколько возрастает.

Сохранение симметрии ВАХ для прямых и обратных ветвей мы объясняем тем, что приложенное напряжение понижает высоту барьера примерно в равной степени независимо от знака приложенного поля.

3.3. Спектральное распределение фототока

Кривые спектральной зависимости фототока в случае продольной и поперечной проводимости несколько отличались – рис. 3.3, 3.4. Графики пересчитаны с учётом числа падающих фотонов.

Рис 3.3. Спектральное распределение фототока до обработки в газовом разряде при поперечном расположении электродов.

Рис 3.4. Спектральное распределение фототока после обработки при продольной проводимости.

При планарном расположении контактов обычно лучше прорисовывалась полочка при возбуждении короткими длинами волн. Мы связываем это со значительным влиянием поверхностных рекомбинационных центров на формирование фототока.

При освещении сильно поглощаемым светом носители создаются в приповерхностных слоях и приложенным полем вынуждаются двигаться вдоль поверхности. Обработка в газовом разряде способствует, согласно [1,2], образованию на поверхности дополнительных донорных центров.  При этом поверхностная проводимость возрастает, и влияние рекомбинации ослабевает.

Изменение состояния поверхности отражается также на виде люкс-амперных характеристик (см. п. 3.5)

В спектральном диапазоне 540 – 600 нм в результате воздействия газовым разрядом мы наблюдали некоторое увеличение фототока. Это свидетельствует о предсказанном появлении в результате обработки кристаллов глубоких ловушечных уровней.

Наличие ловушек вызывало также релаксацию фототока. На рисунках 3.3, 3.4 показаны стационарные значения. Процесс установления фототока для различных длин волн возбуждения отражает рис.3.5.

Видно, что происходит это в два этапа. В первые моменты времени – единицы секунд - фототок увеличивается сравнительно быстро. Затем начинается процесс заполнения ловушек, нарастание фототока уменьшается. Одновременно происходит термоопустошение ловушек, причём, чем больше ловушки заполнены, тем больше может осуществляться выбросов носителей. За время порядка десятков секунд оба эти процесса сравниваются, что соответствует плато на графиках рис.3.5 и стационарному значению фототока рис.3.4.

Влияние ловушечного механизма релаксации фототока и влияние на него термоопустошения демонстрируют графики рис 3.6. Образец освещался светом с длиной волны из области максимума фототока. Приложенное напряжение составляло 50В, как и для графиков рис.3.5.

Рис.3.5. Семейство релаксационных кривых при длинах волн

возбуждающего света 1-520 нм,  2 - 500 нм,  3 - 600 нм,  4 - 470 нм.

Рис.3.6. Вид релаксации фототока после обработки в газовом разряде при комнатной температуре 18 оС (1) и для разогретого до 80 оС образца (2)

Влияние ловушечного механизма релаксации фототока и влияние на него термоопустошения демонстрируют графики рис 3.6. Образец освещался светом с длиной волны из области максимума фототока. Приложенное напряжение составляло 50В, как и для графиков рис.3.5.

Видно, что с повышением температуры во всех точках графика фототок оказывался больше. А стационарное значение достигалось почти вдвое позже – за 150 сек. вместо 20-90 сек на рис 3.5 в зависимости от длины волны возбуждения или 100 сек в исходном состоянии кривая 1 рис.3.6.

Это связано с тем, что высота барьера, и значит, электрическое сопротивление подповерхностных слоёв кристалла, как показано в главе 2, контролируется заполнением электронных ловушек. Для повышенных температур ловушки заполнены в меньшей степени, барьер уменьшается (см. формулы 2.16; 2.36; 2.40), фототок возрастает.

С другой стороны, при увеличении температуры, должен увеличиваться темп выброса электронов с ловушек. Этот процесс выступает как препятствующий для установления равновесия. Этим объясняется увеличение времени выхода на плато кривой 2 рис. 3.6.

Рис.3.7. Вид кривой спектрального распределения фототока для противоположных электрических полей смещения:

(1)- положительный потенциал приложен со стороны освещаемого контакта,

(2)- отрицательный потенциал приложен со стороны освещаемого контакта

Специфика формирования барьера в наших структурах проявляется также в эксклюзивной зависимости формы кривой спектрального распределения фототока от полярности приложенного напряжения. Для обычных барьеров по мере повышения приложенного прямого смещения высота барьера и его ширина убывают [6]. При этом напряжённость поля в ОПЗ барьера, как отношение этих величин, изменяется мало. При смене полярности приложенного поля на противоположную оба эти параметра – высота и ширина – одновременно увеличиваются, но их отношение опять значительных изменений не претерпевает.

В нашем случае это не так. Как уже отмечалось в разделах 2.1;2,4, ширина образовавшегося барьера определяется только глубиной проникновения ловушек и не зависит от приложенного напряжения. Внешнее электрическое поле в таком случае понижает высоту барьера и искажает его симметричность (см. рис.2.1). То, что барьер понижается с ростом приложенного напряжения при обоих полярностях, видно из сверхлинейного увеличения ВАХ – рис. 3.2. Тот спад потенциального барьера, напряжённость поля в котором противоположна внешней, понижается в большей степени. Поскольку при этом производится одностороннее освещение, коротковолновая и длинноволновая часть кривой спектрального распределения фототока со сменой полярности смещения искажаются по-разному (рис.3.7)

Если под действием приложенного поля больше модифицируется нарастающая – со стороны освещения – половина барьера (см. рис. 2.1), то в значительной степени изменяется коротковолновая (с сильным поглощением света) часть спектральной зависимости рис 3.7.

Наоборот, если направление поля таково, что в основном меняет тыльную, спадающую сторону барьера, то в основном изменения следует ожидать для фототоков, возбуждаемых длинноволновым, глубоко проникающим светом.

3.4. Спектральное распределение фото-э.д.с.

Без участия внешнего поля на образцах, обработанных в газовом разряде, для продольной проводимости мы наблюдали возникновение и необычное распределение э.д.с. при возбуждении светом различных длин волн [11].

Вид кривой представлен на рис. 3.8.

Рис 3.8. Спектральное распределение фото-эдс для

 кристаллов, обработанных в газовом разряде

Графики спектрального распределения фототока из предыдущего раздела измерены при достаточно значительных внешних напряжений  ~ 50 В. В отдельных случаях к образцу прикладывалось напряжение из интервала до 100 вольт. Под действием этих смещений текут сравнительно большие фототоки.

Между тем, как и для всякого барьера, под действием света должно формироваться собственное э.д.с., пусть и небольшой величины.

В нашем случае мы обнаружили, что величина фото-эдс на белом свету до 100 лк оказалась меньше, чем при монохроматическом освещении. Связано это с необычным видом графика рис.3.8. Коротковолновый и длинноволновый вклад не складываются, как обычно, на белом свету, а вычитаются.

Происходит это из-за необычного вида барьера. Как правило, ОПЗ представлена либо нарастающей частью от поверхности вглубь кристалла (омический контакт), либо спадающей (запорный контакт) [6]. В нашем случае представлены оба ската барьера (рис. 2.1). Он весь смещен в объем кристалла от поверхности. В связи с этим при освещении со стороны контакта на поверхности образца (слева для рис.2.1) сперва происходит поглощение в нарастающей части барьера для коротких длин волн света с сильным поглощением. Фотовозбужденные электроны полем барьера возвращаются к контакту на освещаемой поверхности, где повышают отрицательный потенциал относительно нижнего контакта к образцу (на рис 2.1 не показан). На рис. 3.8 мы приняли это значение за положительную часть кривой (область 440-540 нм).

Как видно из рисунка, по мере увеличения длины волны возбуждения, вклад этой составляющей убывает. Происходит это оттого, что для больших длин волн уменьшается коэффициент поглощения света, и часть фотонов добирается до более глубоких слоев кристалла, где находится спадающая часть барьера. В этом случае напряженность поля заставляет неравновесные электроны двигаться в противоположном направлении.

Очевидно, что для длины волны 540 нм, когда на рис. 3.8 наблюдается пересечение кривой оси абсцисс, оба эти процесса уравновешивают друг друга и образовывающаяся разность потенциалов оказывается равной нулю.

При дальнейшем увеличении длины волны все больше фотонов поглощается со стороны спадающей части барьера (рис. 2.1). Поле барьера преимущественно направляет электроны вглубь образца, отрицательный потенциал нижнего контакта увеличивается.

Наконец при достаточно больших длинах волн 800 нм и более сигнал рис. 3.8 стабилизируется, оставаясь отрицательным. Это указывает на преобладающее поглощение света в правой части барьера (рис. 2.1). Кроме этого, часть фотонов может проникать достаточно глубоко в кристалл и поглощаться за пределами ОПЗ контакта, не внося никакого вклада в формирование сигнала рис.3.8 .

Пределом возможных изменений кривой рис. 3.8 является спектральное распределение фототока рис. 3.4. Используемые технологические приемы вызывают изменения этого графика при некотором соотношении температуры, освещения, напряженности используемого поля и длительности обработки. В нашем случае наилучшие результаты мы получали при 15 мин обработки с расстоянием 8 мм до иглы, на которой было - 4•103В. Тогда график приобретает аномальный вид с максимально большой областью отрицательных значений.

 Наконец, при слишком большом насыщении ловушками в ходе обработки в газовом разряде, градиент их концентрации оказывается незначительным, и спектральное распределение возвращается в исходное состояние. Это тот же кристалл, в котором просто возросло сопротивление из-за наличия ловушек.

3.5. Люкс-амперные характеристики.

Зависимость величины протекающего тока от интенсивности собственного света с длиной волны 520нм имела сублинейный характер – рис.3.9.

Интенсивность света регулировалась изменением ширины входной щели монохроматора при стабильном световом потоке от лампочки накаливания.

В результате обработки в газовом разряде кривая не изменяя формы, оказывалась несколько выше. По нашему мнению это служит подтверждением

Рис.3.8. Люкс-амперные характеристики образцов до обработки (1) и после (2).

насыщения поверхности донорами [3] в ходе обработки. При этом проводимость поверхности значительно возрастает. Электрический контакт как бы расплывается на всю контактную поверхность образца. Если до обработки носители протекали из контакта в контакт, и сечение этих каналов тока соответствовало примерно площади контакта (точнее наименьшего из двух), то теперь сечение потока электронов – это сечение всего образца.

Протекающий ток должен был бы при этом увеличиваться в несколько раз. Однако одновременно за счет образования барьера стало больше сопротивление кристалла, что в значительной степени уменьшило возрастание фототока. Конкуренция этих двух процессов обеспечивает наблюдаемое незначительное изменение кривых.

Выводы

1.        Введение электронных ловушек в приконтактный слой полупроводника приводит к формированию запорного барьера в первоначально омической области контакта металл-полупроводник.

2.        Предложен метод управляемого введения ловушечных центров путем обработки поверхности кристалла в плазме газового разряда. Возникновение в приповерхностном слое дополнительных донорных уровней при этом действует двояко: с одной стороны способствуют формированию токопереноса через легированные слои, а с другой – непосредственно увеличивают крутизну барьера у поверхности.

3.        На основании проведенных расчетов установлена зависимость параметров образовавшегося барьера – его высота, ширина ОПЗ, крутизна стенок – определяются характеристикой распределения ловушек, их энергией активизации и концентрацией на поверхности.

4.        Исследованы фотоэлектрические свойства обработанных образцов. Обнаружен необычный вид спектрального распределения фото-эдс с изменением её знака при переходе от коротковолнового к длинноволновому возбуждению. Наблюдаемые характеристики объяснены в рамках предложенной модели.

Резюме

Настоящая работа рассматривается нами как возможная модель о влиянии неравномерно распределенных электронных ловушек на строение зонной диаграммы и изменения в связи с этим условий для протекания тока.

Разработанные особенности модели и предсказанные на ее основе нюансы изменения фотоэлектрических свойств кристаллов позволяют целенаправленно осуществлять технологические операции обработки кристаллов и осознанно выделять нужные изменения их параметров.

Экспериментально продемонстрированная знакопеременная кривая спектрального распределения фотоответа создаёт возможность реализации полупроводниковых приборов нового типа с созданием барьерных кристаллических структур при монополярном типе проводимости.

Литература

1.                 Чемересюк Г.Г., Сердюк В.В. Явления, обусловленные захватом носителей, инжектированных в освещенные монокристаллы селенида кадмия.// Известия в высших учебных заведениях. Физика.- 1968.- №12.- С.7-

2.                 Чемересюк Г.Г. Отрицательная фотопроводимость в селениде кадмия, обусловленная уменьшением подвижности свободных носителей.// Studia Universitatis babes-bolyai: Series Physica Fasciculus 1.-1972.-21c.

3.                 Чемересюк Г.Г., Сердюк В.В. Коротковолновое гашение продольной фотопроводимости монокристаллов селенида кадмия.// Физика и техника полупроводников.-1969.-Т.3, в.3.-С. 396-399.

4.                 Абдинов А.Ш., Джафаров М.А.,  Мамедов Г.М., Насиров Э.Ф. Отрицательная инфракрасная фотопроводимость в пленках CdS1-xSex.// Прикладная физика.- 2004.- №3 - С. 94-97.

5.                 Сердюк В.В. Физика солнечных элементов,  Одесса, “Логос” 1994 – 334 Фотопроводящие пленки (типа CdS)/ Под ред. З.И. Кирьяшкиной, А.Г. Рокаха.- Изд-во Саратовского университета, 1979.- 192с.

6.                 Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников.-  М.: Наука, 1977.-С.220-222.

7.     Виктор П.А. Некоторые особенности фотопроводимости неоднородных монокристаллов сульфида кадмия: дис… канд. физ.-мат. наук.- Одесса, 1980.- 160 с.

8.                 Физика и химия соединений  АIIBVI./ Под ред. проф. С.А. Медведева.- М.: Мир, 1970.-С.103-104.

9.                 Сердюк В.В., Чемересюк Г.Г. Фотоэлектрические явления в полупроводниках- Київ,”Либідь”, 1993 – 190 с.

10.            Минаева О.П. Влияние газового разряда на формирование энергетического барьера в приповерхностной области кристаллов сульфида кадмия.// Материалы 63-й отчетной студенческой научной конференции. Секия физики полупроводников и диэлектриков.-Одесса, 2007.- С. 3-4.

Страницы: 1, 2, 3